Феромагнетизм, один з магнітних станів кристалічних, як правило, речовин, що характеризується паралельною орієнтацією магнітних моментів атомних носіїв магнетизму. Паралельна орієнтація магнітних моментів ( мал. 1 ) встановлюється при температурах Т нижче критичною Q (див. Кюрі точка ) і обумовлена позитивним значенням енергії міжелектронного обмінної взаємодії (див. Магнетизм ) . Феромагнітна впорядкованість магнітних моментів в кристалах (атомна магнітна структура – колінеарна або неколінеарна) безпосередньо спостерігається і досліджується методами магнітною нейтронографії . Речовини, в яких встановився феромагнітний порядок атомних магнітних моментів, називають феромагнетиками . Магнітна сприйнятливість (феромагнетиків позитивна (з > 0) і досягає значень 10 4 –10 5 гс/е, їх намагніченість J (або індукція В = Н + 4p J ) зростає із збільшенням напруженості магнітного поля Н нелінійно ( мал. 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 гістерезис ) .
Прояви Ф. у монокристалах і полікрісталлах можуть істотно розрізнятися. У феромагнітних монокристалах спостерігається магнітна анізотропія ( мал. 3 ) – відмінність магнітних властивостей по різних кристалографічних напрямах. У полікрісталлах 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 До і монотонно зменшується до нуля при Т = Q ( мал. 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 магнітній проникності m (або сприйнятливості з) феромагнетиків має явно виражений максимум поблизу Q. При Т > Q сприйнятливість (зазвичай слідує Кюрі – Вейс закону . При намагніченні феромагнетиків змінюються їх розміри і форма (див. Магнітострикція ) . Тому криві намагнічення і петлі гістерезису залежать від зовнішньої напруги. Спостерігаються також аномалії у величині і температурній залежності пружних постійних, коефіцієнтів лінійного і об'ємного розширення. При адіабатичному намагніченні і розмагнічуванні феромагнетики змінюють свою температуру (див. Магнітне охолоджування ) . Специфічні особливості немагнітних властивостей феромагнетиків найяскравіше виявляються поблизу Т = Q.
Оскільки мимовільна намагніченість феромагнетиків зберігається до Т = Q, а в типових феромагнетиках температура (може досягати ~ 10 3 До, то до Q » 10 -13 ерг ( до – Больцмана постійна ) . Це означає, що енергія взаємодії, яка відповідальна за існування феромагнітного порядку атомних магнітних моментів в кристалі, теж має бути порядку 10 -13 ерг на кожну пару сусідніх магнітно-активних атомів. Таке значення енергії може бути обумовлене лише електричною 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 До (такі феромагнетики з т.з. дипольною магнітною взаємодією теж існують). У загальному випадку магнітні взаємодії у феромагнетиках визначають їх магнітну анізотропію. Класична фізика не могла пояснити яким чином електрична взаємодія може привести до Ф. Только квантова механіка дозволила зрозуміти тісний внутрішній зв'язок між результуючим магнітним моментом системи електронів і їх електростатичною взаємодією, яку прийнято називати обмінною взаємодією.
Необхідною умовою Ф. є наявність постійних (незалежних від Н ) магнітних (спинах або орбітальних, або обидва 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 інтерметалеві з'єднання) на основі перехідних елементів з недобудованими d -cлоямі (в першу чергу 3 d -cлоєм в елементів групи заліза); 2) металеві кристали на основі перехідних елементів з недобудованими f- шарами (рідкоземельні елементи з недобудованим 4 f -cлоєм); 3) неметалічні кристалічні з'єднання за наявності хоч би одного компонента з перехідних d- або f- елементів; 4) сильно розбавлені розчини атомів перехідних d- або f -металлов в діамагнітной металевій матриці. Поява в цих чотирьох випадках атомного магнітного порядку обумовлена обмінною взаємодією.
В неметалічних речовинах (випадок 3) це взаємодія найчастіше носить непрямий характер, при якому магнітний порядок електронів недобудованих d- або f- шарів в найближчих сусідніх парамагнітних іонах встановлюється при активній участі електронів зовнішніх замкнутих шарів магнітно-нейтральних іонів (наприклад, O 2- , S 2- , Se 2- 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 кожному елементарному вічку кристала сумарний магнітний момент всіх іонів дорівнює нулю, або до феримагнетизму – якщо цей сумарний момент не дорівнює нулю. Можливі випадки, коли взаємодія в неметалічних кристалах носить феромагнітний характер (всі атомні магнітні моменти паралельні), наприклад EUO, Eu 2 Sio 4 , Crbr 3 і ін.
Загальним для кристалів типа 1, 2, 4 є наявність в них системи колективізованих електронів провідності. Хоча в цих системах і існують подмагнічивающие обмінні взаємодії, але, як правило, магнітного порядку немає, а має місце парамагнетизм паульовського типа, якщо він сам не пригнічений сильнішим діамагнетизмом іонних грат. Якщо все ж магнітний порядок виникає, то у випадках 1, 2 і 4 він різний по своєму походженню. У другому випадку магнітно-активні 4 f ''-cлої мають дуже малий радіус в порівнянні з параметром кристалічної решітки. Тому тут неможливий прямий обмінний зв'язок навіть в найближчих сусідніх іонів. Така ситуація характерна і для четвертого випадку. У обох цих випадках обмінний зв'язок носить непрямий характер, здійснюють її електрони провідності. У четвертому типові феромагнетиків (на відміну від випадків 1, 2, 3) магнітний порядок не обов'язково пов'язаний з кристалічним атомним порядком. Часто ці феромагнетики є в магнітному відношенні аморфними системами з неврегульовано розподіленими по кристалічній решітці іонами, атомними магнітними моментами, що володіють (т.з. стекла спинів).
Нарешті, в кристалах 1-го типа електрони, що беруть участь в створенні атомного магнітного порядку, складаються з тих, що були 3 d- і 4 s -електронов ізольованих атомів. У відмінність від 4 f ''-cлоєв рідкоземельних іонів, що мають дуже малий радіус, ближчі до периферії 3 d -електрони атомів групи Fe випробовують практично повну колективізацію і спільно з 4 s -електронамі утворюють загальну систему електронів провідності. Проте на відміну від нормальних (неперехідних) металів, ця система в d -металлах володіє набагато більшою щільністю енергетичних рівнів, що сприяє дії обмінних сил і приводить до появи намагніченого полягання в Fe, З, Ni і в їх багаточисельних сплавах.
Конкретні теоретичні розрахунки різних властивостей феромагнетиків проводяться як в квазікласичному феноменологічному наближенні, так і за допомогою строгіших квантовомеханічних 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 ( J s lj s0 ) 2
де N – число магнітно-активних атомів в зразку, А – постійна молекулярного поля ( А > 0), J s0 – намагніченість насичення при абсолютному нулі температури. Уточнення цього трактування Ф. дала квантова механіка, розкривши електричну обмінну природу постійної А (Я. І. Френкель, Ст Гейзенберг, 1928). Зокрема при низьких температурах ( Т < Q) удалося провести точніший квантовий розрахунок (Ф. Бліх, 1930), що показав, що зменшення мимовільної намагніченості J s0 феромагнетика із зростанням температури можна в першому наближенні описувати як виникнення елементарних магнітних збуджень – квазічастинок, що носять назва хвиль спинів або феромагнонів. Кожен феромагнон дає зменшення J s0 на величину магнітного моменту одного вузла грат. Число феромагнонів зростає з нагріванням феромагнетика пропорційно T 3/2 , тому температурна залежність J s має вигляд:
J s = J s0 (1 - a T 3/2 ) ,
де коефіцієнт (має порядок 10 -6 До -3/2 і залежить від параметра обмінної взаємодії.
У відсутність зовнішнього магнітного поля ( Н = 0) термодинамічно стійкому стану макроскопічного феромагнітного зразка відповідає розмагнічений стан, бо інакше на поверхні зразка, як правило, виникають магнітні полюси, що створюють т.з. розмагнічуюче поле H 0 , з яким пов'язана велика позитивна енергія. В 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 J s безперервно міняє свій напрям. На утворення цих шарів витрачається позитивна енергія, але вона менше енергії поля H 0 , яка виникла б у відсутність доменів. При деяких критично малих розмірах феромагнітних зразків освіта в них декількох доменів може стати енергетично невигідною, і тоді такі дрібні феромагнітні частки виявляються при Т < Q однорідно намагніченими (т. н. одиндоменні частки).
Криві намагнічення і петлі гістерезису у феромагнетиках визначаються змінами об'єму доменів з різними орієнтаціями J s в них за рахунок зсуву кордонів доменів, а також обертання векторів J s доменів (див. Намагнічення ) . Магнітну сприйнятливість феромагнетиків можна приблизно представити у вигляді суми: з = c смещ + c вращ. аналіз кривих намагнічення J ( H ) показує, що в слабких полях c смещ > c вращ , а В сильних (після крутого підйому кривої) c вращ > c смещ . Особливий характер мають процеси намагнічення і розподіл намагніченості в магнітних тонких плівках . Із-за чутливості доменної структури і процесів намагнічення до будови кристалів загальна кількісна теорія кривих намагнічення феромагнетиків доки знаходиться в незавершеному стані. Зазвичай для визначення залежності J ( Н ) користуються якісними фізичними виставами, лише в разі ідеальних монокристалів в області, де c вращ > c смещ ., можливий строгий кількісний розрахунок (Н. С. Акулов, 1928).
Теорія кривих намагнічення і петель гістерезису важлива для розробки нових і поліпшення що існують магнітних матеріалів .
Зв'язок Ф. з багатьма немагнітними властивостями речовини дозволяє за даними вимірів магнітних властивостей отримати інформацію про різні тонкі специфічні особливості електронної структури кристалів. Тому Ф. інтенсивно досліджують на електронному і ядерному рівнях, застосовуючи електронний феромагнітний резонанс, ядерний магнітний резонанс, Мессбауера ефект, розсіяння на феромагнітних кристалах різного типа корпускулярних випромінювань (з врахуванням впливу магнітних моментів взаємодіючих часток) і т.д. У 70-і рр. 20 ст виникли цікаві контакти Ф. з фізикою елементарних часток і астрофізикою. Тут слід згадати про вивчення у феромагнетиках явищ анігіляції позитронів, утворення мюонію і позитронію (див. Позитрон ) , розсіяння мюонів, а в астрофізиці – про проблему магнетизму нейтронних зірок (пульсарів ) .
Літ.: Акулов Н. С., Феромагнетизм, М. – Л., 1939; Бозорт Р., Феромагнетизм, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1956; Вонсовський С. Ст, Шур Я. С., Феромагнетизм, М. – Л., 1948; Дорфман Я. Р., Магнітні властивості і будова речовини, М., 1955; Турів Е. А., Фізичні властивості магнітоупорядоченних кристалів М., 1963; Теорія феромагнетизму металів і сплавів. Сб., пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1963; Ахиезер А. І., Барьяхтар Ст Р., Пелетмінський С. Ст, хвилі Спинів, М., 1967: Турів Е. А., Петров М. П., Ядерний магнітний резонанс у ферро- і антиферомагнетиках, М., 1969; Надтонкі взаємодії в твердих тілах, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1970; Вонсовський С. Ст, Магнетизм. М., 1971; Becker R., Doring W., Ferromagnetismus, B., 1939; Kneller E., Ferromagnetismus, B., 1962; Magnetism, v. 1–4, N. Y. – L., 1963–66; Amorphous magnetism, L. – N. Y., 1973; Goodenough J. B., Magnetism and the Chemical Bond, N. Y. – L., 1963.
