Температурная зависимость намагниченности и точка Кюри

Зависимость намагниченности ферромагнетиков от температуры. Точка Кюри

Температурная зависимость намагниченности и точка Кюри

Поскольку разница в энергиях между намагниченным и ненамагниченным состояниями составляет лишь несколько десятых электронвольт, то повышение температуры образца (энергия теплового движения ~ kT) может уничтожить намагничивание доменов. При температуре, называемой точкой Кюри, намагниченность доменов исчезает и ферромагнетик превращается в парамагнетик. Температура Кюри для различных веществ имеет строго определенные значения.

Когда внешнее поле отсутствует, при температурах ниже точки Кюри устойчивому состоянию ферромагнетика соответствует существование отличной от нуля намагниченности, уменьшающийся с ростом температуры. При температуре, соответствующей точке Кюри, намагниченность исчезает — вещество теряет ферромагнитные свойства.

При сильном электростатическом взаимодействии между электронами взаимодействующих атомов намагниченное состояние, то есть наличие самопроизвольной намагниченности становится энергетически выгодным вследствие возникновения сил обменного взаимодействия между некомпенсированными спинами 3d подуровней недостроенных оболочек.

Для системы N атомов, каждый из которых имеет Z ближайших соседей, при условии параллельного расположения всех спинов (y=1) энергия обменного взаимодействия

Eобм=-N*Z*A, где А — интеграл обменного взаимодействия.

При определенной температуре, называемой температурой Кюри θ, существует равенств тепловой энергии и энергии обменного взаимодействия.

При температурах больше θ, энергия обменного взаимодействия будет меньше энергии теплового движения атомов, которая разориентирует элементарные магнитные моменты, и ферромагнетик теряет доменную структуру, переходит в парамагнитное состояние.

Температура Кюри характеризует уровень обменного взаимодействия. Чем выше θ, тем больше интеграл обменного взаимодействия: А=K* θ/z,

Где k — константа Больцмана; z — координационное число.

Неорганические конструкционные материалы

По молекулярному строению неметаллические конструкционные материалы подразделяются на органические и неорганические. Примерами неорганических материалов являются графит, стекло, керамика, оксиды металлов и неметаллов и т.п. В их состав могут входить практически все элементы периодической системы, и их соединения.

Среди положительных качеств: тепло– и химическую стойкость, высокую твердость и прочность, обычно негорючи, многие огнеупорны, в отличие от органических материалов не подвержены старению.

Как правило, хрупкие, «боятся» резких скачков температур, довольно плотные и прочность на растяжение в несколько раз ниже прочности на сжатие.

Графит – материал из атомов С, которые образуют слоистый кристалл. 4 электрона на внешней оболочке С образуют 3 ковалентные связи и 1 металлическую.

Прочные ковалентные связи объединяют атомы в атомные плоскости. Между собой атомные плоскости связаны слабыми Ван-дер-ваальсовыми силами. Отсюда прочность графита перпендикулярно атомным плоскостям весьма малая.

Одна металлическая связь придает ему хорошую электропроводность.

Рекордсмен термостойкости. Встречается в природе в естественном виде, а также получается искусственным путем. Проводящие свойства графита используются при изготовлении из него щеток электродвигателей, генераторов. Теплостойкость – при изготовлении сильно нагревающихся деталей конструкций летательных аппаратов и их двигателей.

44 Керамика. Химический состав, строение, применение.

— неорганический материал, получаемый путем обжига при высокой температуре. Первоначально керамикой называли обожженную глину. В результате обжига или спекания формируется структура материала, состоящая из кристаллической и аморфной фазы, с газовыми включениями или порами.

В результате изделия приобретает необходимые физико-механические свойства. Кристаллическая фаза — основа керамики, определяет значения механической прочности, термостойкости и других свойств.

Аморфная фаза находится в керамике в виде прослоек стекла, связывающих кристаллическую фазу. Стеклообразующие компоненты облегчают технологию изготовления изделий. Газовая фаза — газы в порах керамики. По количеству этой фазы керамику подразделяют на плотную и пористую.

Наличие пор как правило нежелательно, т.к. снижается механическая прочность и др. свойства материала.

Большинство видов технической керамики обладает плотной спекшейся структурой поликристаллического строения. По химическому составу: оксидная и бескислородная.

Керамика на основе оксидов

В производстве оксидной керамики используют в основном следующие оксиды: А12О3 (корунд), SiO2, ZrO2, MgO, и др. Высокоогнеупорная. Обладает значительно большей прочностью при сжатии, чем прочностью при растяжении или изгибе.

Корундовая керамика (на основе А12О3) облад. прочностью, к-рая сохраняется при высоких t. По прочности корунд занимает второе место. Керамика химически стойка, отличный диэлектрик. В электротехнике изготавливают изоляторы, платы.

В машиностроении высокоскоростные резцы, калибры, подшипники печных конвейеров, детали насосов, свечи зажигания в двигателях внутреннего сгорания. Керамику с плотной структурой используют в вакуумной технике, пористую – как термоизоляционный материал.

В корундовых тиглях проводят плавку металлов.

Керамика на основе оксида циркония (ZrO2) имеет малую теплопроводность. Используется для изготовления огнеупорных тиглей для плавки металлов.

Керамика на основе оксида бериллия (BeO)отличается высокой теплопроводностью, что сообщает ей высокую термостойкость. Прочность невысокая. Применяется в качестве вакуумной керамики в ядерных реакторах.

Бескислородная керамика.К тугоплавким бескислородным соединениям относятся соединения элементов с углеродом — карбиды, с бором — бориды, с азотом — нитриды, с кремнием — силициды и с серой — сульфиды. Эти соединения отличаются высокими огнеупорностью, твердостью, износостойкостью и химической стойкостью по отношению к агрессивным средам. Их недостатком является хрупкость.

Карбиды. Керамика из карбида кремния — карборунд SiC обладает полупроводниковыми свойствами, жаростойкостью, твердостью, устойчивостью к кислотам. При подключении к нему электрического напряжения, протекает значительный ток, и материал греется. Используют для изготовления нагревательных стержней из карбокорунда.

Силицидытоже полупроводники, отличаются окалиностойкостью, стойкостью к действию кислот и щелочей. Изготовливают лопатки газовых турбин, сопловые вкладыши реактивных двигателей.

Бориды обладают металлическими свойствами, электропроводность высокая. Износостойки, тверды, стойки к окислению. В технике дибориды тугоплавких металлов (TiB2, ZrB2 и др.).

Диборид циркония используют для изготовления термопар, работающих при высокой температуре в агрессивной среде.

Покрытия из боридов повышают твердость, химическую стойкость и износостойкость изделий.

Нитриды. Неметаллические нитриды — огнеупорными материалами, имеют низкие теплопроводность и электропроводность.

Задачи.

1) расчет коэф-та заполнения для простой кубич. решетки.

k-число соседних атомов. k=6 – координационное число. z=(Vатомов/Vячейки)*100%. Vат=V0*N. Vяч=a3. V0=4/3*π*r3 (для одного атома). N=8*1/8=1. Один атом в узле занимает 1/8 объёма всей ячейки, всего атомов 8. a=2r, r/a=1/2. z=(4 π*r3*N)/(3 a3)=4/3 π N*(r/a)3=4/3*3,14*1/8=0,52 или 52%.

2)для ОЦК рассмотрим сечение, проходящее через диагонали основанийN=8*1/8+1 (То же кол-во, что и в обычной +1 в центре) 4r=(a2+2a2)(1/2), 4r=(3a2)(1/2), 4r=a*корень(3), r=a*кор(3)/4, r/a=кор(3)/4. z=Vат/Vяч=4/3* π*2*(Кор(3)/4)3=0,68 или 68%. К=8, т.к. атомы в узлах между собой не соприкасаются, соседними атомами для атома А (рис) будут 8 центральных атомов.

3)Для ГЦК N=1/8*8+3=4 (Атомы, находящиеся в центре граней, проникают в ячейку наполовину, всего их 6). 4r=a*кор(2), r/a=кор(2)/4. z=Vат/Vяч=0,74 или 74% Координационное число для ГЦК к=12

4)Индексы Миллера.  Для узлов V [½ ½ ½]. Для направлений такие же, как и для узлов [110] и [220] – одно и то же направление. Для плоскостей (D/a D/b D/c) D – НОК. (h k l). a=2 b-1 c=3. D=6. 6/2 6 6/3 (362) индекс плоскости. Ещё пример для плоскости. [1/2 0 0] [0 1/3 0] [0 0 2] – отрезки, ч/з которые проходит пл-ть. 1/a 1/b 1/c: 2 3 1/2 D=2, (461) индекс плоскости.

5) Расчёт скорости движения электронов в металлах

I=Q/t, Q- элементарн. заряд, переносимый эл-нами. Q=Nq, N- число электронов. N=V S n t, n-концентрация электронов в Ме, S- пл-дь сеч-я, q-заряд эл-на. Q=V*S*n*t*q. I= V*S*n*t*q/t= V*S*n*q =>V=I/(q*n*S)

Для медного провода: S=1,5 mm2, I=1A V-? M-моляр. масса, na-конц-ция атомов, m-масса атома. M=N*m, ρ=M/V=N*m/V=na/m, na=n(свобод электронов)/z, z-валентность.

Для меди z=1, na=nсв.эл. M/Na=mат, nсв.эл.= ρ*Na/M V=I*M/(q* ρ*Na*S) – Дрейфовая скорость (скорость направленного движения, мм/с!!!)

6) Рассчитать время движения электрона от выключателя до лампы по медному проводнику длиной 10м., сечением 1,5 мм2, по которому протекает ток 1А. t=l/V, V=I/(qnS), t=lqnS/I

7) Расчёт тепловой скорости движения электронов. Eкин=(me*V2)/2, Eтепл=3/2 kT, (meV2)/2=3/2 kT, V=кор(3kT/me) – тепловая скорость (скорость хаотического движения) при t=20град или 293К Vтепл=кор(3*1,38*10(-23)/9,1*10(-31))=115км/с. Vсвета=3*108км/с. Скорость распространения электронов – скорость света.

1. Межатомное взаимодействие. Влияние энергии межатомного взаимодействия на свойства материалов.

2. Кристаллическое строение твердых тел. Типы кристаллических решеток.

3. Типы химических связей между атомами. Влияние типа химической связи на свойства материалов.

4. Кристаллическое строение твердых тел. Координационное число. Коэффициент заполнения.

5. Точечные дефекты кристаллической решетки, их влияние на свойства материалов.

6. Линейные дефекты кристаллических решеток. Влияние линейных дефектов на свойства материалов.

7. Поверхностные дефекты кристаллических решеток и их влияние на свойства материалов.

8. Объемные дефекты кристаллов и их влияние на свойства материалов.

9. Определение индексов Миллера плоскостей и направлений в кристаллах.

10. Электропроводность металлических сплавов. Закономерности Курнакова.

11. Влияние пластической деформации на свойства металлических материалов: механические, электрические, магнитные.

Дата добавления: 2018-05-09; просмотров: 416;

Источник: https://studopedia.net/5_10053_zavisimost-namagnichennosti-ferromagnetikov-ot-temperaturi-tochka-kyuri.html

Температурная зависимость намагниченности и точка Кюри

Температурная зависимость намагниченности и точка Кюри

Обменную энергию ($W_{ob}$) для ферромагнетика можно записать как:

где $\overrightarrow{S_1}\overrightarrow{S_2}$ — спины, электронов, которые взаимодействуют, $I_{ob}$ — интеграл обменного взаимодействия.

При $I_{ob}>0$ энергия взаимодействия минимальна в случае параллельных спинов.

Она вызвана взаимодействием магнитного момента электрона (${\overrightarrow{p}}_m$) с магнитным полем (индукция обменного поля ${\overrightarrow{B}}_{ob}$) и определяется формулой:

Собственный магнитный момент электрона (${{\overrightarrow{p}}_m}0$) связан со спином $\overrightarrow{S}\ $ соотношением:

где $q_e$, m — заряд и масса электрона. Разделим и умножим правую часть выражение (1) на $\frac{q_e}{m}$, получим:

Положим, что второй электрон находится в магнитном поле, которое создает первый электрон, тогда следует записать:

Суммарная индукция магнитного поля складывается из индукции поля без обменного взаимодействия ($\overrightarrow{B}$) и индукции обменного поля (${\overrightarrow{B}}_{ob}$). Используя известные соотношения:

Ничего непонятно?

Попробуй обратиться за помощью к преподавателям

получим:

где $\overrightarrow{J}$ — вектор намагниченности, $\varkappa $ — магнитная восприимчивость, $\mu $ — магнитная проницаемость, ${\mu }_0$ — магнитная постоянная, $\overrightarrow{H}$ — напряженность магнитного поля.

Если присутствует обменное взаимодействие, то формулу (10) можно обобщить до:

Пусть величина $\lambda $ — постоянная обменного взаимодействия, тогда можно считать, что:

Подставим (12) в (11), получим:

Произведем замену:

где ${\varkappa }'$ характеризует восприимчивость с учетом обменного взаимодействия ($\varkappa =\frac{C}{T}$).

При $T > \lambda C$ вещество ведет себя как парамагнетик. Магнитная восприимчивость уменьшается при увеличении температуры. При $T=\lambda C$ в соответствии с (15) ${\varkappa }'\to \infty .$ Этот факт значит, что самые малые магнитные поля вызывают конечную намагниченность.

Или иначе, при $T=\lambda C$ возникает спонтанная намагниченность, то есть парамагнетик переходит в ферромагнетик. Более точные теоретические изыскания показывают, что спонтанная намагниченность при $T=\lambda C$ возникает скачком, и при уменьшении температуры возрастает.

То есть при $T

Температура Кюри. Закон Кюри — Вейсса

Для любого ферромагнетика существует температура ($T_k$) при которой области спонтанной намагниченности распадаются и вещество теряет ферромагнитные свойства и становится парамагнетиком.

Такая температура называется точкой Кюри (или температурой Кюри). Она для разных ферромагнетиков может существенно различаться.

Так для железа $T_{kF_e}=768{\rm{}\circ\!C}$, для никеля $T_{kN_i}=365{\rm{}\circ\!C}$.

Магнитная восприимчивость ферромагнетика подчиняется закону Кюри — Вейсса:

где величина $\lambda C=\theta $ называется температурой Кюри — Вейсса. Теория показывает, что фазовый переход осуществляется не при температуре Кюри — Вейсса, а близкой к ней. Иногда не делают различий между температурой Кюри, при которой происходит фазовый переход и температурой Кюри —Вейсса.

Пример 1

Задание: Используя функцию Ланжевена, покажите область спонтанной намагниченности ферромагнетика. Как связана спонтанная намагниченность и температура ферромагнетика?

Решение:

Из теории Ланжевена можно получить для ферромагнетиков два следующих уравнения:

\[J=J_nL\left(x\right)\ (1.1),\] \[J=\frac{kTn}{J_nb}x-\frac{H}{b}\left(1.2\right),\]

где $J_n$ — намагничивание насыщения, $k$ — постоянная Больцмана, $b$ — постоянная Вейсса, $x=\frac{p_m(H+bJ)}{kT}$, $p_m$ — магнитный момент. Первое уравнение удобно представить кривой Ланжевена ($OAA_0$) (рис.1). Уравнение (1.2) — прямая СА, которая пересекает вертикальную ось в точке C, ордината которой в точке C равна -$\frac{H}{b}.\ $

Рис. 1

Если температура ферромагнетика меньше температуры Кюри для него ($T \[\frac{kTn}{J_nb} В таком случае прямая AC пересечет кривую Ланжевена в точке А, ордината этой точки есть намагниченность ферромагнетика ($J_1$).

Если уменьшать напряженность внешнего магнитного поля, то точка C ,будет подниматься к точке О, а точка А перемещаться к точке $A_0.$ Если H=0, то намагниченность равна $J_{0.}$ При температуре ниже точки Кюри ферромагнетик спонтанно намагничен.

Энергии теплового движения молекул не достаточно, чтобы нарушить спонтанное намагничивание.

Допустим, что наклон прямой СА больше наклона кривой Ланжевена, то есть $T>T_k$. При наличие внешнего магнитного поля прямая СА займет положение ОD, то есть пересечет кривую Ланжевена только в начале координат, где намагничивание равно нулю. Спонтанное намагничивание отсутствует, намагничивание разрушается тепловым движением.

Пример 2

Задание: Используя функцию Ланжевена, получите закон Кюри — Вейсса.

Решение:

Используем рис.1 (Пример 1). Рассмотрим ферромагнетик при температуре $T>T_k.\ $Спонтанное намагничивание отсутствует. Для того чтобы намагнитить вещество, необходимо приложить внешнее магнитное поле. Рассчитаем намагничивание.

Прямая АС при этом займет положение СЕ и будет пересекать кривую Ланжевена в точке $A_1$.Ордината точки $A_1$ будет определять намагниченность тела ($J_2$). Ордината ОС, полученная эмпирически равна -$\frac{H}{b}$, она мала, следовательно участок О$A_1$ кривой Ланжевена, так же мал.

Значит, участок О$A_1$ можно считать отрезком прямой, и написать:

\[L\left(x\right)={\left(\frac{dL}{dx}\right)}_{x=0}x\ \left(2.1\right),\]

получим:

\[J=J_n{\left(\frac{dL}{dx}\right)}_{x=0}x\ \left(2.2\right).\] \[J=\frac{kTn}{J_nb}x-\frac{H}{b}\to J=\frac{kTnx-J_nH}{J_nb}\left(2.3\right)\]

если ввести для температуры Кюри выражение:

\[T_k=\frac{{J_n}2b}{kn}{\left(\frac{dL}{dx}\right)}_{x=0}\left(2.4\right).\]

получим:

\[J=\varkappa H\ \left(2.5\right),\]

где

\[\varkappa =\frac{T_k}{b(Т-T_k)}=\frac{С}{Т-T_k}\ \left(2.6\right),\]

где $С=const.$ Уравнение (2.6) — закон Кюри — Вейсса.

Источник: https://spravochnick.ru/fizika/magnetiki/temperaturnaya_zavisimost_namagnichennosti_i_tochka_kyuri/

Большая Энциклопедия Нефти и Газа

Температурная зависимость намагниченности и точка Кюри

Cтраница 1

Температурная зависимость намагниченности насыщения Ms показана на рис. 9.2.

РџСЂРё создании фильтров, ограничителей мощности Рё РґСЂСѓРіРёС… РїСЂРёР±РѕСЂРѕРІ, РІ РѕСЃРЅРѕРІРµ которых лежит явление ФМР, анизотропия резонансного поля РїСЂРёРІРѕРґРёС‚ Рє необходимости прецизионной ориентировки образцов РїРѕ заданным кристаллографическим направлениям. Добавки небольших количеств РёРѕРЅРѕРІ скандия Sc3, РёРЅРґРёСЏ 1Рї3 или кобальта РЎРѕ2, компенсированных четырехвалентными ионам-Рё, например германием Ge4, РІ Р�Р–Р“ позволяют уменьшить поле анизотропии РїСЂРё комнатной температуре ( С…0 003 РІ формуле РЈР·Р Рµ5 — 2 РЎРѕ / Р—Рµ Рћ 2) Рё получить материал СЃ малоизменяющимся ( термостабильным) полем анизотропии РІ широком интервале температур. РЁРёСЂРёРЅР° линии ФМР оптически полированных сферических образцов Р�Р–Р“ зависит РѕС‚ температуры ( СЂРёСЃ. 9.3) Рё линейно возрастает СЃ частотой.  [2]

Рассмотрим, например, температурные зависимости намагниченности насыщения ферро — Рё ферримагнетиков. Наиболее характерным для ферромагнетиков является существование точки РљСЋСЂРё.

Для некоторых ферримагнетиков с повышением температуры интенсивность насыщения постепенно уменьшается, доходит до нуля, начинает возрастать, а потом снова падает до нуля.

При дальнейшем нагреве фер-римагнетик остается парамагнитным.

Температуру вторичного обращения интенсивности насыщения РІ нуль называют точкой Рќ Рµ — Рµ Р» СЏ, Р° температуру первичного обращения РІ нуль — точкой компенсации.  [3]

Рассмотрим, например, температурные зависимости намагниченности насыщения ферро — РЅ ферримагнетиков. Наиболее характерным для ферромагнетиков является существование точки РљСЋСЂРё.

Для некоторых ферримагнетикоь с повышением температуры интенсивность насыщения постепенно уменьшается, доходит до нуля, начинает возрастать, а потом снова падает до нуля.

При дальнейшем нагреве фер-римагнетик остается парамагнитным.

Температуру вторичного обращения интенсивности насыщения РІ нуль называют точкой Рќ Рµ — Рµ Р» СЏ, Р° температуру первичного обращения РІ нуль — точкой компенсации.  [4]

Рассмотрим, например, температурные зависимости намагниченности насыщения ферро — Рё ферримагнетиков. Наиболее характерным для ферромагнетиков является существование точки РљСЋСЂРё.

Для некоторых ферримагнетиков с повышением температуры интенсивность насыщения постепенно уменьшается, доходит до нуля, начинает возрастать, а потом снова падает до нуля.

При дальнейшем нагреве ферримагнетик остается парамагнитным.

Температуру вторичного обращения интенсивности насыщения РІ нуль называют точкой РќРµ ел СЏ, Р° температуру первичного обращения РІ нуль — точкой компенсации.  [5]

РќР° СЂРёСЃ. 1.

19 показана температурная зависимость относительной намагниченности насыщения для составов, приведенных в табл. 1.8.

Характерно, в данном случае, наличие температуры компенсации для некоторых составов.

Объяснение этому факту будет дано ниже, РїСЂРё описании намагниченности феррит-гранатов.  [6]

На рис. 42 схематически представлена температурная зависимость намагниченности насыщения двухфазного сплава.

Первый перегиб РЅР° РєСЂРёРІРѕР№ связан СЃ достижением точки РљСЋСЂРё ( 6i) для РѕРґРЅРѕР№ РёР· фаз; достижение 4тг — /, 0 соответствует точке РљСЋСЂРё второй фазы 62 — Положение точки РљСЋСЂРё РІ отличие РѕС‚ РґСЂСѓРіРёС… магнитных свойств зависит только РѕС‚ состава ферромагнитных фаз.  [8]

На рис. 4.1 представлены кривые температурной зависимости намагниченности насыщения crs ( T) для одного и того же образца после дополнительных отжигов.

Видно, что каждый последующий цикл, состоящий из нагрева до различных температур, выдержки и охлаждения, приводит к изменениям в форме кривых.

Во-первых, следует отметить, что намагниченность насыщения образца в исходном состоянии ( после �ПД) ( кривая 1 на 30 % меньше, чем после отжига при 1073 К.

Отжиг РїСЂРё 873 Рљ ( кривая 5) РїСЂРёРІРѕРґРёС‚ Рє изменению намагниченности только РІ области промежуточных температур 400 — 550 Рљ.  [9]

РќР° СЂРёСЃ. 1.

21 даны схематическое изображение температурной зависимости намагниченности насыщения для подрешеток Р› Рё Р’ Рё результирующая кривая для феррита СЃ точкой компенсации, представ-ляющая СЃРѕР±РѕР№ разность ( алгебрадческую СЃСѓРјРјСѓ) РґРІСѓС… первых кривых.  [10]

Зависимость намагниченности РЅР°.  [11]

Еще более резкие отклонения наблюдаются для температурной зависимости намагниченности насыщения.

В отдельных случаях наблюдается даже обращение в нуль fs при некоторой температуре, лежащей ниже температуры Кюри.

Такая температурная точка по причинам, которые будут разъяснены ниже, называется точкой компенсации.

Хотя точка компенсации наблюдается для сравнительно небольшого числа веществ, РЅРѕ нормальная зависимость / s f ( T), как РЅР° СЂРёСЃ. 46, встречается очень редко.  [12]

РќР° СЂРёСЃ. 1.

21 даны схематическое изображение температурной зависимости намагниченности насыщения для подрешеток Р› Рё Р’ Рё результирующая кривая для феррита СЃ точкой компенсации, представляющая СЃРѕР±РѕР№ разность ( алгебраическую СЃСѓРјРјСѓ) РґРІСѓС… первых кривых.  [13]

РќР° СЂРёСЃ. 1.

21 даны схематическое изображение температурной зависимости намагниченности насыщения для подрешеток Р› Рё Р± Рё результирующая кривая для феррита СЃ точкой компенсации, представляющая СЃРѕР±РѕР№ разность ( алгебраическую СЃСѓРјРјСѓ) РґРІСѓС… первых кривых.  [15]

Страницы:      1    2

Источник: https://www.ngpedia.ru/id22030p1.html

Ферримагнетизм

Температурная зависимость намагниченности и точка Кюри

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

А   Б   В   Г   Д   Е   Ж   З   И   К   Л   М   Н   О   П   Р   С   Т   У   Ф   Х   Ц   Ч   Ш   Э   Ю   Я  

Ферримагнетизм — магнитоупорядоченное состояние вещества, сочетающее свойства ферромагнетизма и антиферромагнетизма; в более общем смысле — совокупность физ. свойств вещества в этом состоянии. Магн. структура в состоянии Ф.

определяется взаимной ориентацией векторов намагниченности Мi магнитных подрешё-ток. Самопроизвольная намагниченность М в отсутствие внеш. магн. поля определяется векторной суммой SMi ; в общем случае в состоянии Ф.

Вещества, в к-рых при темп-pax ниже Кюри точки ТC устанавливается ферри-магн. упорядочение, называют ферримагнетиками (ФМ) (критич. температуру называют иногда Нееля точкой TN). К ним относятся кристаллич. вещества — ферриты ,интер-металлич.

соединения редкоземельных и переходных металлов, аморфные магнетики того же состава. Простейшая модель ферримагн. упорядочения показана на рис. 1.

Рис. 1. Схематическое изображение ферримагнитногоупорядочения линейной цепочки магнитных ионовразличных сортов с магнитными моментами Ni- число ионов данного сорта в единице объёма; -величины намагниченностей подрешёток; суммарная намагниченность M=M1+M2, .

Термин «Ф.» предложен Л. Неелем (L. Neel) в 1948 при изучении магн. свойств широкого класса магн. окислов — ферритов-шпинелей; им же была разработана феноменоло-гич. теория Ф.

Разл. магн. подрешётки, образующие ФМ, содержат ионы одного и того же элемента с разл. валентностью, ионы разл. металлов или одинаковые ионы с разл. кристалло-графич. окружением. Атомные магн.

моменты ФМ создаются электронами незаполненных d- или f-электронных оболочек ионов переходных металлов, входящих в состав ФМ. Между магн. ионами существуют обменные взаимодействия (ОВ) (см.

Обменное взаимодействие в м а г н ет и з м е), к-рые, наряду с магнитной анизотропией, определяют магнитную атомную структуру ФМ и обычно носят косвенный характер, при к-ром отсутствует прямое перекрытие волновых функций (см.

Косвенное обменное взаимодействие, РККИ-обменное взаимодействие). В ферритах наиб. сильным является ОВ между ионами разл. подрешёток, стремящееся установить магн. моменты подрешёток антипараллельно друг другу.

При высоких темп-pax T>>TC когда энергия теплового движения много больше обменной энергии, вещество является парамагнетиком .Температурная зависимость обратной магн. восприимчивости ФМ не подчиняется линейному Кюри-Вейса закону, а носит нелинейный (гиперболический) характер (рис. 2).

При высоких температурах T>>TC она близка к зависимости для антиферромагнетика ,а при -для ферромагнетика .При Т= ТC обменная энергия становится равной тепловой и в веществе возникает Ф.

В большинстве случаев такой переход является магнитным фазовым переходом 2-го рода и сопровождается характерными аномалиями физ. свойств.

Рис. 2. Температурная зависимость обратной магнитной восприимчивости (1) и асимптоты (2) двухподрешёгочного ферримагнетика, по Неелю: TN — точка Нееля; ТА — асимптотическая точка Кюри.

Магнитная структура ферримагнетиков. Вид магн. упорядочения характеризуется магн. атомной структурой, симметрия к-рой описывается точечными и пространств. группами магнитной симметрии, элементарная магн.

ячейка может совпадать с кристаллографической или иметь больший (кратный) период. Наряду с коллинеарными (рис. 1) в ФМ существует большое кол-во сложных неколлинеар-ных и некомпланарных магн. структур. Напр., т р е у г о л ь н ы е структуры (рис.

3) возникают из-за конкуренции внутри- и межподрешёточных ОВ, тогда как з о н т и чн ы е структуры в ферритах-гранатах (рис.

4) возникают благодаря наличию сильной одноионной анизотропии, обусловленной совместным действием спин-орбитального взаимодействия и взаимодействия магн. моментов редкоземельных (РЗМ) ионов с внутрикристаллическим полем.

Рис. 3. Схематическое изображение треугольной магнитной структуры одной из подрешёток.

В аморфных ФМ состава R1-xTx, где R — Gd, Tb, Dy и др. РЗМ-ионы, а Т — Fe, Co, Ni и др. ионы переходных металлов, магн. ионы занимают случайно размещённые в пространстве позиции с разл. кристаллографич. окружением. Обычно магн. моменты d-ионов упорядочиваются (почти) параллельно друг другу благодаря сильному ОВ, а магн.

моменты f-ионов (кроме Gd) заполняют нек-рый конус, результирующая намагниченность к-рого ориентирована антипараллельно намагниченности d-ионов (см. Сперимагнетизм).

Хотя понятие подрешёток оказывается в данном случае неприменимым, свойства таких магнетиков во многом аналогичны свойствам двухподрешёточ- ных коллинеарных ФМ; имеющиеся отличия обусловлены структурным беспорядком.

Рис. 4. Зонтичная структура магнитных моментовредкоземельных ионов в ферритах-гранатах. Показаны кристаллографические направления, но- мера в скобках обозначают неэквивалентныекристаллографические позиции.

Прямыми методами определения магн. структуры ФМ является дифракция нейтронов (см. Магнитная нейтронография), а также взаимодействие синхротронного излучения с магн. веществом.

Феноменологическая теория ферримагнетизма. Простейшее описание Ф. даёт теория молекулярного поля, обобщённая на произвольное число магн. подрешёток (т е о р и я Н е е л я). Для изотропного ФМ с двумя неэквивалентными подрешётками 1 и 2 суммарную намагниченность (на грамм-ион) можно записать в виде

где M1, M2 — намагниченности подрешёток (на грамм-ион); х1, х2 — относит. концентрации ионов в под-решётках (x1+x2 = 1).

Молекулярные поля, действующие на ионы, равны соответственно

где -положительные постоянные, связанные с обменными интегралами внутри- и межподрешёточных ОВ. Закон Кюри — Вейса для намагниченностей подрешёток во внеш. поле Н записывается в виде (С, Т — константа Кюри и темп-pa соответственно)

В области температур, больших Тс, обратная магн. восприимчивость подчиняется закону

Источник: http://bourabai.ru/physics/4303.html

Магнитные материалы и точка Кюри — НПП

Температурная зависимость намагниченности и точка Кюри

Классически, все существующие материалы по своим магнитным свойствам делятся на несколько групп, связанных со структурным строением материала, среди которых, в силу тематики настоящей статьи, следует выделить следующие:

— диамагнетики

— парамагнетики

— ферромагнетики

Эта классификация отражает поведение материала при воздействии на него внешним магнитным полем.

Диамагнетиками называют материалы, магнитная восприимчивость которых отрицательна, т.е.

при попадании в магнитное поле, вектор намагниченности каждого атома диамагнетика направлен встречно вектору напряженности внешнего магнитного поля.

Таким образом, в отсутствии магнитного поля такие материалы немагнитны, а при попадании во внешнее магнитное поле, диамагнетики ослабляют его. Магнитная проницаемость таких материалов меньше единицы.

Парамагнетиками называют слабомагнитные материалы, магнитная восприимчивость которых положительна, т.е. при попадании в магнитное поле, вектор намагниченности атомов парамагнетика сонаправлен с вектором напряженности внешнего магнитного поля.

Однако ввиду слабовыраженных магнитных свойств, магнитная проницаемость таких материалов приблизительно равна единице.

Таким образом, несмотря на сонаправленность вектора намагниченности, парамагнетики практически не оказывают влияния на внешнее магнитное поле, а в его отсутствии — немагнитны.

Ферромагнетиками называют материалы с выраженными магнитными свойствами, отличающиеся наличием доменной структуры, при которой каждый из доменов может имеет некоторую спонтанную намагниченность. Доменами называют объемные области материала, в которых направления спиновых магнитных моментов электронов атомов совпадают.

Такая структура позволяет ферромагнетикам сохранять намагниченность в отсутствии внешнего магнитного поля, а высокие значения магнитной проницаемости позволяют ферромагнетикам усиливать внешнее магнитное поле в десятки, сотни и даже тысячи раз. Такие материалы широко применяются при изготовлении постоянных магнитов, магнитопроводов трансформаторов, концентраторов магнитного потока и т.п. 

Классическими представителями ферромагнетиков являются железо, кобальт, никель, а также сплавы на их основе и их оксиды.

Для ферромагнетиков характерно наличие гистерезиса, а также фазового перехода второго рода, связанного с изменением структуры кристаллической решетки материала.

При этом переходе тепловой энергии движения узлов кристаллической решетки становится достаточно для дезориентации магнитных спиновых моментов электронов атомов, что приводит к утрате материалом ферромагнитных свойств.

Таким образом ферромагнетик становится парамагнетиком. Температура, при которой происходит данное магнитное превращение материала называется температурой Кюри или точкой Кюри. Значение этой температуры для материала варьируется в зависимости от типа и количества примесей. Для чистого железа эта температура составляет 1043K (770 OC). 

На графике представлена зависимость магнитной проницаемости ферромагнетика от температуры. Несмотря на высокую крутизну характеристики в окрестности точки Кюри, магнитный материал не переходит точку Кюри скачкообразно: переход происходит постепенно, начиная с поверхности.

При этом материал заготовки становится как бы двухслойным: слой парамагнетика поверх слоя ферромагнетика с достаточно резкой границей раздела сред.

Это объясняется неравномерностью нагрева заготовки в поперечном сечении и сильно зависит от интенсивности проявления поверхностного эффекта.

Для индукционного нагрева этот переход имеет огромное значение, поскольку мощность нагрева заготовки непосредственно связана с магнитной проницаемостью материала согласно уравнению

Снижение магнитной проницаемости при нагреве материала выше точки Кюри приводит к следующим эффектам:

— снижается мощность нагрева

— увеличивается толщина скин-слоя

— повышается резонансная частота системы

— снижается КПД системы

Очевидно, что эти эффекты не способствуют повышению интенсивности индукционного нагрева, поэтому являются нежелательными. Борьба с ними – одна из основных задач при проектировании ТВЧ оборудования.

Тем не менее, практическое большинство процессов термообработки металлов на основе железа связаны с обработкой его γ-модификации, так же называемой аустенитом, устойчивой в температурном интервале  917 – 1394 OC, т.е. при температуре значительно выше точки Кюри.

Источник: http://www.promselt.ru/articles/magnitnye-materialy-i-tochka-kyuri

Booksm
Добавить комментарий