Магнит постоянный магнит сверхпроводящий магнитная анизотропия

Значение _об>0 соответствует па­раллельной ориентации ат. магн. мо­ментов, т. е. самопроизвольной (спон­танной) намагниченности ферромагне­тиков. При _об<0 имеет место тенден­ция к антипараллельной ориентации соседних магн. моментов, характер­ной для ат. магн. структуры антифер­ромагнетиков. В кристаллах сплавов

и соединении возможно т. н. смешан­ное обменное вз-ствие, когда между разл. узлами крист. решётки знаки _об противоположны. Изложенное поз­воляет провести следующую физ. клас­сификацию магн. свойств в-в.

I. Магнетизм слабо взаимодействую­щих частиц (_вз<<_БH или _вз<

Преобладание диамаг­нетизма. К в-вам с диамагн. св-вами относятся: а) все инертные газы, а также газы, атомы или молеку­лы к-рых не имеют собственного ре­зультирующего магн. момента. Их магн. восприимчивость отрицательна и очень мала по абс. величине [моляр­ная восприимчивость  порядка —(10^-7—10^-5)]; от темп-ры она прак­тически не зависит; б) органич. соеди­нения с неполярной связью, в к-рых молекулы или радикалы либо не имеют магн. момента, либо парамагн. эф­фект в них подавлен диамагнитным; у этих соединений  порядка —10⁶ и также практически не зависит от темп-ры, но обладает заметной анизотропи­ей (см. Магнитная анизотропия); в) жидкие и крист. в-ва: нек-рые металлы (Zn, Au, Hg и др.); р-ры, сплавы и хим. соединения (напр., га­логены) с преобладанием диамагне­тизма ионных остовов (ионы, подоб­ные атомам инертных газов, Li⁺ , Ве²⁺ , Аl³⁺, Сl^- и т. п.). М. этой груп­пы в-в похож на М. «классич.» диамагн. газов.

Преобладание парамаг­нетизма характерно: а) для свободных атомов, ионов и молекул, обладающих результирующим магн. моментом. Парамагнитны газы O₂, NO, пары щелочных и переходных ме­таллов. Восприимчивость их ~10^-3—10^-5 и при не очень низких темп-рах и не очень сильных магн. полях (_БH/kT<<1) не зависит от поля H, но существенно зависит от темп-ры — для  имеет место Кюри закон: =C/T, где С — постоянная Кюри; б) для ионов переходных элементов в жидкой фазе, а также в кристаллах при усло­вии, что магнитно-активные ионы сла­бо взаимодействуют друг с другом и их ближайшее окружение в конденсиров. фазе слабо влияет на их парамаг­нетизм. При условии _БH/kT<<1 их восприимчивость  не зависит от H, но зависит от T — имеет место Кюри— Вейса закон: =С'/(Т-), где С' и  — константы в-ва; в) для ферро- и антиферромагн. в-в выше точки Кюри .

II. Магнетизм электронов проводи­мости в металлах и полупроводниках.

Парамагнетизм электро­нов проводимости (спино­вый парамагнетизм) наблюдается у щелочных (Li, К, Na и др.), щёлочно­земельных (Са, Cr, Ba, Ra) и переход­ных металлов (элементов с недостроен­ными 3d-, 4d- и 5d-оболочками, кроме Fe, Ni, Co и Mn, Cr). Восприимчивость их мала (~10^-5), не зависит от поля и слабо меняется с темп-рой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и др.) этот пара-

магнетизм маскируется более сильным диамагнетизмом ионных остовов.

Диамагнетизм электро­нов проводимости в ме­таллах (Ландау диамагнетизм) присущ всем металлам, но в большин­стве случаев его маскирует либо более сильный спиновый электронный пара­магнетизм, либо диа- или парамагне­тизм ионных остовов.

Пара- и диамагнетизм электронов проводимо­сти в полупроводниках. По сравнению с металлами в ПП мало эл-нов проводимости, но число их растёт с повышением темп-ры;  в этом случае также зависит от Т.

М.сверхпроводников об­условлен электрич. токами, текущими в тонком поверхностном слое толщи­ной ~10^-5 см. Эти токи экранируют толщу сверхпроводника от внеш. магн. полей, поэтому в массивном сверхпро­воднике при Tк магн. поле равно нулю (Мейснера эффект).

Ферромагнетизм имеет ме­сто в в-вах с положительной обменной энергией (_об>0)^: в кристаллах Fe, Со, Ni, ряде РЗМ (Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm, Yb), в сплавах и соединениях с участием этих элементов, а также в сплавах Cr, Mn и в соединениях U. Для ферромагнетизма характерна са­мопроизвольная намагниченность при темп-pax T<, при T> ферромаг­нетики переходят либо в парамагнит­ное, либо в антиферромагн. состояние (последнее наблюдается, напр., в нек-рых РЗМ). Однако из опыта известно, что в отсутствии внеш. поля ферромагн. тела не обладают результирую­щей намагниченностью (если исклю­чить вторичное явление остаточной намагниченности). Это объясняется тем, что при H=0 ферромагнетик раз­бивается на большое число микроскопич. областей самопроизвольного на­магничивания — доменов. Векторы на­магниченности отд. доменов ориенти­рованы так, что суммарная намагни­ченность ферромагнетика равна нулю. Во внеш. поле доменная структура изменяется, ферромагн. образец при­обретает результирующую намагни­ченность (см. Намагничивание).

Антиферромагнетизм имеет место в в-вах с отрицательной обменной энергией (_об<0): в кри­сталлах Cr и Mn, ряде РЗМ (Се, Pr, Nd, Sm, Eu), а также в многочисл. сое­динениях и сплавах с участием эле­ментов переходных групп.

Крист. решётка этих в-в разбивается на т. н. подрешётки магнитные, век­торы самопроизвольной намагничен­ности J_ki к-рых либо антипараллельны (коллинеарная антиферромагн. связь), либо направлены друг к другу под углами, отличными от 0 и 180° (неколлинеарная связь, см. Магнитная структура атомная). Если суммар­ный момент всех магн. подрешёток в

358

антиферромагнетике равен нулю, то имеет место скомпенсиров. антиферро­магнетизм; если же имеется отличная от нуля разностная самопроизвольная намагниченность, то наблюдается нескомпенсиров. антиферромагнетизм, или ферримагнетизм, к-рый реализу­ется гл. обр. в кристаллах окислов металлов с крист. решёткой типа шпи­нели, граната, перовскита и др. мине­ралов (их наз. ферритами). Эти в-ва по электрич. св-вам — ПП и диэлект­рики, по магн. св-вам они похожи на обычные ферромагнетики. При нару­шении компенсации магн. моментов в антиферромагнетиках из-за слабого вз-ствия между ат. носителями М. в ряде случаев возникает очень малая самопроизвольная намагниченность в-в (~0,1% от обычных значений для ферро- и ферримагнетиков), к-рые наз. слабыми ферромагнетиками (напр., гематит -Fe₂O₃, карбонаты ряда металлов, ортоферриты; см. Слабый ферромагнетизм). Существует разли­чие в хар-ре ат. носителей магн.. мо­мента в ферро- и антиферромагнитных d- и f-металлах, металлич. сплавах и соединениях и непроводящих кри­сталлах. В d-металлах и сплавах осн. носителями ат. магн. момента явл. эл-ны бывшего недостроенного d-слоя взолиров. атомов. Обусловленный ими ферро- или антиферромагнетизм свя­зан с проявлением обменного вз-ствия в системе коллективизированных d-электронов.

Существует также упорядоченный М. в аморфных тв. телах (в переох­лаждённых жидкостях, т. н. металли­ческих стёклах), обладающих рядом специфич. св-в, отличных от магн. св-в крист. магнетиков.

Большой интерес представляют так­же в-ва, названные спиновыми стёк­лами, в к-рых имеется ат. упорядоче­ние, но отсутствует упорядочение ло­кализованных атомных спиновых или орбитальных магн. моментов.

Магн. состояние ферро- или анти­ферромагнетика во внеш. магн. поле Н определяется, помимо величины поля, ещё и предшествующими состояниями магнетика (магн. предысторией образ­ца). Это явление наз. гистерезисом. Магн. гистерезис проявляется в неод­нозначности зависимости J от Н (в наличии петли гистерезиса). Благода­ря гистерезису для размагничивания образца оказывается недостаточным устранить внеш. поле, при H=0 об­разец сохранит остаточную намагни­ченность J_r. Для размагничивания образца нужно приложить обратное магн. поле Н_с, к-рое наз. коэрцитив­ной силой. В зависимости от значения Н_с различают магнитно-мягкие мате­риалы (H_с<800 А/м или 10 Э) и маг­нитно-твёрдые, или высококоэрцитивные, материалы (H_с>4 кА/м или 50 Э). J_r и Н_с зависят от темп-ры и, как пра­вило, убывают с её повышением, стре­мясь к нулю с приближением Т к 0.

К важнейшим проблемам М. косм. тел относятся: выяснение происхож­дения магн. полей Земли, планет, Солнца, звёзд (в частности, пульса­ров), внегалактич. радиоисточников (радиогалактик, квазаров и др.), а также роли магн. полей в косм. пр-ве.

Проблемы техн. применения М. вхо­дят в число важнейших проблем элек­тротехники, радиотехники, электро­ники, приборостроения и вычислит. техники, навигации, автоматики и те­лемеханики. В технике широкое при­менение нашли магн. дефектоскопия и магн. методы контроля. Магнитные материалы идут на изготовление магнитопроводов генераторов, моторов, трансформаторов, реле, магн. усили­телей, элементов магн. памяти, стре­лок компасов, лент магн. записи и т. д.

Историческая справка. Первые пись­менные свидетельства о М. (Китай) имеют более чем двухтысячелетнюю давность. В них упоминается о при­менении естеств. пост. магнитов в кач-ве компасов. В работах древнегреч. и римских учёных есть упомина­ние о притяжении и отталкивании магнитов и о намагничивании в при­сутствии магнита железных опилок (напр., у рим. поэта и философа-мате­риалиста Лукреция в поэме «О при­роде вещей», 1 в. до н. э.). В эпоху средневековья в Европе стал широко применяться магн. компас (с 12 в.), были предприняты попытки эксперим. изучения св-в магнитов разной формы (франц. учёный Пьер де Марикур, 1269). Результаты исследований М. в эпоху Возрождения были обобщены в труде англ. физика У. Гильберта «О магните, магнитных телах и о боль­шом магните — Земле» (1600). Гиль­берт показал, в частности, что Земля — магн. диполь, и доказал невозможность разъединения двух разноимён­ных полюсов магнита. Далее учение о М. развивалось в работах франц. учёного Р. Декарта, рус. учёного Ф. Эпинуса и франц. физика Ш. Куло­на. Декарт был автором первой под­робной метафиз. теории М. и геомаг­нетизма («Начала философии», ч. 4, 1644); он исходил из существования особой магн. субстанции, обусловли­вающей своим присутствием и движе­нием М. тел.

В трактате «Опыт теории электри­чества и магнетизма» (1759) Эпинус подчеркнул аналогию между электрич. и магн. явлениями. Эта аналогия, как показал Кулон (1785—89), имеет определённое количеств. выражение: вз-ствие точечных магн. полюсов под­чиняется тому же закону, что и вз-ст­вие точечных электрич. зарядов (Ку­лона закон). В 1820 дат. физик X. Эр­стед открыл магн. поле электрич. тока. В том же году франц. физик А. Ампер установил законы магн. вз-ствия токов, эквивалентность магн. св-в кругового тока и тонкого плоско­го магнита; М. он объяснял существо­ванием мол. токов. В 30-х гг. 19 в. нем. учёные К. Гаусс и В. Вебер раз­вили матем. теорию геомагнетизма и разработали методы магн. измерений.

Новый этап в изучении М. начи­нается с работ англ. физика М. Фара­дея, к-рый дал последоват. трактовку явлений М. на основе представлений о реальности эл.-магн. поля. Ряд важнейших открытий в области элек­тромагнетизма (эл.-магн. индукция — Фарадей, 1831; правило Ленца — Э. X. Ленц, 1833, и др.), обобщение открытых эл.-магн. явлений в трудах англ. физика Дж. К. Максвелла (1872), систематич. изучение св-в фер­ромагнетиков и парамагнетиков (А. Г. Столетов, 1872; франц. физик П. Кюри, 1895, и др.) заложили осно­вы совр. макроскопич. теории М.

Изучение М. на микроскопич. уров­не стало возможно после открытия электронно-ядерной структуры атомов. На основе классич. электронной тео­рии голл. физика X. А. Лоренца франц. учёный П. Ланжевен в 1905 построил теорию диамагнетизма, а также квазиклассич. теорию парамаг­нетизма. В 1892 рус. учёный Б. Л. Розинг и в 1907 П. Вейс (Франция) вы­сказали идею о существовании внутр. мол. поля, обусловливающего св-ва ферромагнетиков. Открытие электрон­ного спина и его М. (С. Гаудсмит, Дж. Ю. Уленбек, США, 1925), созда­ние квант. механики привели к раз­витию квант. теории диа-, пара- и фер­ромагнетизма. На основе квантовомеханич. представлений (пространств. квантования) франц. физик Л. Бриллюэн в 1926 нашёл зависимость намаг­ниченности парамагнетиков от внеш. магн. поля и темп-ры. Нем. физик Ф. Хунд в 1927 провёл сравнение экс-

359

перим. и теор. значений эфф. магн. моментов ионов в разл. парамагн. солях, что привело к выяснению влия­ния электрич. полей парамагн. кри­сталла на «замораживание» орбит. моментов ионов. Исследования этого явления позволили установить, что намагниченность кристалла опреде­ляется почти исключительно спиновы­ми моментами (У. Пенни и Р. Шлапп; Дж. ВанФлек, США, 1932). В 30-х гг. была построена квантовомеханич. тео­рия магн. св-в свободных эл-нов (пара­магнетизм Паули, 1927; Ландау диа­магнетизм, 1930). Существ. значение для дальнейшего развития теории пара­магнетизма имело предсказанное Я. Г. Дорфманом (1923) и затем открытое Е. К. Завойским (1944) явление элек­тронного парамагнитного резонанса (ЭПР).

Развитию теории М. в значит. мере способствовало создание новых экс­перим. методов исследования в-в. Нейтронографич. методы позволили оп­ределить типы ат. магн. структур. Ферромагнитный резонанс, первона­чально открытый и исследованный в работах В. К. Аркадьева (1913), а затем Дж. Гриффитса (США, 1946), и антиферромагнитный резонанс (К. Гортер и др., 1951) позволили начать эксперим. исследования процессов магн. релаксации, а также дали независимый метод определения эфф. по­лей анизотропии в ферро- и антиферро­магнетиках. Физ. методы исследова­ний, основанные на явлении ядерного магнитного резонанса (Э. Пёрселл и др., США, 1946) и Мёссбауэра эффек­те (1958), значительно углубили зна­ния о распределении спиновой плотно­сти в в-ве, особенно в металлич. ферромагнетиках. Наблюдение рас­сеяния нейтронов и света позволили для ряда в-в определить спектры спи­новых волн. Параллельно с эксперим. работами развивались и разл. аспекты теории М.: магн. симметрии кристал­лов, ферромагнетизма коллективизи­рованных эл-нов, фазовых переходов II рода и критических явлений, а также модели одномерных и двухмерных фер­ро- и антиферромагнетиков.

Успехи в изучении природы магн. явлений позволили осуществить син­тез новых перспективных магн. мате­риалов: ферритов для ВЧ и СВЧ уст­ройств, высококоэрцитивных соеди­нений типа SmCo₅ (см. Магнит по­стоянный), прозрачных ферромагне­тиков, аморфных магнетиков (в т. ч. спиновых стёкол, в к-рых наблюдает­ся беспорядочное распределение ори­ентации ат. магн. моментов по узлам крист. решётки), ферро- и антиферро-магн. аморфных материалов (т. н. ме­таллических стёкол, или метглассов) и др.

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976; Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Электродинамика спло­шных сред, М., 1959; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; К и т т е л ь Ч., Введение в физику твердого тела, пер. с англ., М., 1978; Уайт Р.-М., Квантовая теория магнетизма, пер. с англ., М., 1972; Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; М а т т и с Д., Теория магнетизма. Введение в изучение кооперативных явлений, пер. с англ., М., 1967.

МАГНЕТИК, термин, применяемый ко всем в-вам при рассмотрении их магн. св-в. Разнообразие типов М. обусловлено различием магн. св-в микрочастиц, образующих в-во, а так­же хар-ра вз-ствия между ними. М. классифицируют по величине и знаку их магнитной восприимчивости к (в-ва с <0 наз. диамагнетиками, с >0 — парамагнетиками, с >>1 — ферро­магнетиками). Более глубокая физ. классификация М. основана на рас­смотрении природы микрочастиц, об­ладающих магн. моментами, их вз-ст­вия, магнитной структуры атомной в-ва, а также влияния на М. внеш. факторов (см. Магнетизм).

МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФ­ФЕКТ, изменение темп-ры магнетика при адиабатич. изменении напряжён­ности магн. поля Н, в к-ром находит­ся магнетик. С изменением поля на dН совершается работа намагничивания А=JdH (J— намагниченность). По первому началу термодинамики А=Q-dU, где Q — сообщённое магнетику кол-во теплоты (в условиях адиабатичности оно равно нулю), dU — изменение внутренней энергии магнетика. Т. о., при Q=Q работа совершается лишь за счёт изменения внутр. энергии (A =-dU), что приводит к изменению темп-ры магнетика, если его внутр. энергия зависит от темп-ры Т. В пара- и ферромагнети­ках с ростом Н намагниченность J уве­личивается, т. е. растёт число атомных магн. моментов (спиновых или орби­тальных), параллельных Н. В резуль­тате энергия пара- и ферромагнетиков по отношению к полю и их внутр. энергия обменного взаимодействия уменьшаются. С другой стороны, внутр. энергия пара- и ферромагнети­ков увеличивается с увеличением Т. Поэтому на основании Лв Шателье— Брауна принципа при намагничивании должно происходить нагревание пара- и ферромагнетиков. Для ферромагне­тиков этот эффект максимален вблизи точки Кюри, для парамагнетиков М. э. растёт с понижением темп-ры. При ади­абатич. уменьшении поля происходит частичное или полное (при выключе­нии поля) разрушение упорядоченной ориентации моментов за счёт внутр. энергии, что приводит к охлаждению магнетика (см. Магнитное охлажде­ние).

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971.

МАГНЕТОН, единица магнитного мо­мента, принятая в ат. и яд. физике, физике тв. тела, элем. ч-ц и т. д. Магн. момент ат. систем, обусловленный в осн. орбитальным движением и спином эл-нов, измеряется в магнето­нах Бора:

_я=eћ/2Mc5,051•10^-24 эрг/Гс. (2)

Физ. смысл величины _б легко по­нять из полуклассич. рассмотрения движения эл-на по круговой орбите радиуса r со скоростью v. Такая сис­тема аналогична витку с током, сила I к-рого равна заряду, делённому на период вращения: I=ev/2r. Согласно классич. электродинамике, магнит­ный момент витка с током, охваты­вающего площадь S, равен в СГС сис­теме единиц (Гауссовой): = IS/с=evr/2c, или =еМ_lz/2mс, где M_lz=mvr — орбит. момент кол-ва дви­жения эл-на. Если учесть, что в квант. механике проекция орбит. момента m_lz кратна постоянной Планка, M_lz=│m_l│ћ, где m_l=0, ±1, ±2, ... , то получится выражение:

Т. о., магн. момент эл-на, находяще­гося в состоянии с проекцией орби­тального момента m_lz, кратен магне­тону Бора, к-рый в данном случае иг­рает роль элем. магн. момента — «кванта» магн. момента эл-на.

360

Помимо орбит. момента кол-ва дви­жения, эл-н обладает собств. механич. моментом — спином s, проекция к-рого |m_s| = ¹/₂ (в единицах ћ). Спи­новый магн. момент _s=2_Б|,m_s|, т. е. в 2 раза больше величины, к-рую сле­довало ожидать на основании ф-лы (3), но т. к. |m_s|=¹/₂, то _s эл-на так­же равен магнетону Бора: _s=_б. Этот факт непосредственно вытекает из релятив. квант. теории эл-на, в ос­нове к-рой лежит Дирака уравнение.