Из всего этого следует, что атомов, на которых бы не действовало магнитное поле, не существует. Все атомы в той или иной степени подвергаются действию магнитного поля, т.е. все они в той или иной степени магниты. Следовательно, немагнитных веществ также не существует; все тела в той или иной степени магнитны, поскольку магнитны атомы, из которых они состоят.
По магнитным свойствам все тела можно отнести к одному из пяти видов: диамагнетикам, парамагнетикам, ферромагнетикам, антиферромагнетикам и ферримагнетикам [7, с.20-23].
Диамагнитные и парамагнитные вещества относятся к числу слабомагнитных. Ферромагнетики – тела сильно магнитные. Они сильно намагничиваются даже в слабых магнитных полях и их намагниченность можно обнаружить с помощью простых средств [7, с. 30].
Магнетизм сильных магнетиков был обнаружен еще на заре развития физической науки. Однако объяснение сильного магнетизма было сделано гораздо позже, чем слабого. Сначала физики поняли природу диа – и парамагнетизма (правда, чисто квазиклассически) и только значительно позже – ферро – и антиферромагнетизма. Объяснить же эти, казалось, чисто магнитные явления удалось только с помощью квантовой механики, квазиклассические аналоги оказались бессильными [4, с. 60].
1.3 Энергия обменного взаимодействия
Для того, чтобы легче перейти к сложным системам, рассмотрим сначала простой случай двух атомов водорода. Каждый из которых состоит из протона и электрона, которые обладают электрическими зарядами +е и –е и магнитными моментами μ и μ (здесь мы не будем обращать внимания, что у электрона и особенно у протона фактические магнитные моменты отличаются от магнетонов Бора). Магнитный момент электрона почти в две тысячи раз больше магнитного момента протона. Пока атомы далеки друг от друга, их взаимодействием можно пренебречь. При их сближении кулоновские силы притяжения и отталкивания между электронами и протонами обоих атомов будут расти обратно пропорционально квадрату расстояния. Но кроме квазиклассической части этих взаимодействий возникнут еще специфические квантовые добавки тоже электростатического происхождения, неизвестные в классической физике.
Дело в том, что электрон в одном атоме физически полностью тождествен с электроном в другом атоме, т.е. мы имеем дело с системой двух тождественных частиц, которые принципиально нельзя пронумеровать.
Когда атомы настолько сближены, что образуется молекула водорода Н2 (рисунок 2), то электроны как бы обобществляются на молекулярной орбите и проследить за каждым из них индивидуально нельзя. Они непрерывно обмениваются местами около обоих протонов. С этим обменом тождественных электронов и связано добавочное к обычному квазиклассическому кулоновскому взаимодействию электрическое взаимодействие, называемое обменным. По величине оно близко к квазиклассическому электростатическому взаимодействию, т.е. к 10-13 эрг в расчете на один электрон. Вот это взаимодействие и играет первостепенную роль как в формировании ковалентной химической связи двухатомных – более сложных молекул (в которых мы имеем долю не с простой электростатической связью противоположно заряженных ионов), так и в энергии связи в построенных из нейтральных атомов конденсированных телах (жидкостях и кристаллах). Этот же тип взаимодействия определяет также и атомную упорядоченную магнитную структуру в твердых телах.
Рисунок 2 - Образованная валентными электронами двух атомов коллективная электронная оболочка молекулы, свойства которой и определяют магнетизм молекулы, качественно отличающиеся от магнетизма исходных атомов.
Как показали квантовомеханические расчеты энергий стационарных состояний двухэлектронных оболочек молекулы водорода или также двухэлектронной оболочки атома гелия, добавочная энергия – энергия обменного взаимодействия U электрического происхождения равна произведению постоянной А1 (которую принято называть обменным интегралом) на скалярное произведение векторов спинов или связанных с ними магнитных моментов μ 1 и μ 2:
U = А1 (μ 1 μ 2) (5)
В частном случае двухэлектронных оболочек молекулы водорода или атома гелия μ 1 и μ 2 – это единые векторы, направленные вдоль спиновых магнитных моментов электронов оболочек, которые могут быть только либо параллельны, либо антипараллельны. В первом случае их скалярное произведение
(μ 1 μ 2) = μ 1 μ 2 соs 00 = 1 (6)
а во втором
(μ 1 μ 2) = μ 1 μ 2 соs 1800 = -1 (7)
Поэтому если обменный интеграл положителен (А>0), то энергия обменного взаимодействия U минимальна и ей соответствует параллельная ориентация спиновых моментов. Действительно из формулы (5) мы получаем тогда:
U = -А (8)
При антипараллельных спинах и при А>0 из формулы (5) находим:
U = А (9)
Т.е. максимальное значение обменной энергии, соответствует неустойчивому состоянию электронной системы молекулы или атома.
Напротив, если обменный интеграл отрицательный (А<0), то минимуму обменной энергии отвечает антипараллельность спиновых моментов:
U = -(-А) * (-1) = -А (10)
а максимуму – их параллельная ориентация::
U =-(-А) * (1) = А (11)
В случае молекулы водорода или атома гелия спиновые моменты антипараллельны (А<0), суммарный магнитный момент равен нулю, поэтому электронные оболочки здесь магнитно-нейтральны. Напротив, в случае, например, молекулы кислорода О2 спины электронов в основном состоянии с минимальной энергией параллельны (А>0) и мы имеем дело в с парамагнитной атомной системой. Обменное взаимодействие быстро убывает с расстоянием. Поэтому когда от двух атомов переходим ко многим (например, в кристалле), основной вклад в обменную связь вносят обменные силы между ближайшими соседними электронами. Тем не менее нельзя пренебрегать и влиянием всех остальных атомов данного тела, поэтому вычисление энергии обменного взаимодействия в твердых телах вызывает затруднение.
1.4 Атомные магнитные структуры
Итак, в случае твердых тел – кристаллов обменные силы в зависимости от их знака могут благоприятствовать как параллельной ориентации атомных магнитных моментов – в этом случае мы будем иметь дело с ферромагнетиком (рисунок 3), так и антипараллельной ориентации – тогда получаем антиферромагнетик. Если при антипараллельной ориентации происходит полная компенсация магнитных моментов и суммарный магнитный момент (а следовательно и намагниченность) равен нулю, мы имеем дело с так называемым скомпенсированным антиферромагнетизмом или просто с антиферромагнетизмом (рисунок 4).
Рисунок 3 - Типичная картина атомной магнитной структуры ферромагнетика. Все атомные магнитные моменты параллельны и направлены в одну сторону (коллинеарная магнитная структура)
Рисунок 4 - Типичная картина атомной магнитной структуры антиферромагнетика. Атомные магнитные моменты образуют две одинаковые магнитные подрешётки (штриховая и не штриховая линии) с равными, но противоположно направленными намагниченностями (коллинеарная магнитная структура, случай скомпенсированного антиферромагнетизма).
В этом случае, когда нет такой компенсации (это может быть из-за неравного числа атомов с правыми и левыми спинами или с неравными антипарралельными моментами соседних атомов в сплаве или соединении), мы имеем дело с нескомпенсированным антиферромагнетизмом или с ферромагнетизмом (произошло от слова ферриты) (рисунок5).
Рисунок 5 - Типичная картина атомной магнитной структуры антиферромагнетика. Атомные магнитные моменты образуют две различные магнитные подрешётки (штриховая и не штриховая линии) с неравными и противоположно направленными намагниченностями (стрелки, направленные вниз, длиннее стрелок направленных вверх; коллинеарная магнитная структура, случай не скомпенсированного антиферромагнетизма).
Приведенные рисунки дают примеры простейших коллинеарных ферро-, антиферромагнитной (скомпенсированной) и ферромагнитной структур [3, с. 60-63].
Были открыты ферро-, ферри- и антиферромагнетики, атомные магнитные структуры которые существенно отличаются от простейших коллинеарных структур, наблюдаемых только в железе, кобальте, никеле, гадолинии и их многочисленных сплавах и соединениях. Оказалось также, что атомный магнитный порядок характерен не только для кристаллических твердых тел, он был обнаружен и в так называемых аморфных телах, наиболее типичными из которых являются металлические стекла (metglasses), например соединение железа с бором, фосфором и др. Могут быть и такие случаи, когда мы имеем кристаллическое вещество, то спины и соответствующие им атомные магнитные моменты по упорядочению расположенных в пространстве атомов кристаллической решетки по своим направлениям распределены совершенно беспорядочно (как в парамагнитном газе). Такие твердые тела называют, по аналогии с аморфными твердыми телами, спиновыми или магнитными стеклами. Это тоже один из примеров сильномагнитных веществ.
Опыт показал, что могут быть ферро- и антиферромагнетики, у которых очень много магнитных подрешеток (это совокупность узлов решетки, в которых находятся атомы или ионы с параллельными магнитными моментами) и магнитные моменты которых образуют не простую коллинеарную ферро- и антиферромагнитную (или ферромагнитную структуру). Коллинеарной называется такая структура, при которой магнитные моменты в различных магнитных подрешетках направлены вдоль или против одной и той же оси, как это изображено на рисунках 3-5.
При неколлинеарных структурах возможны антиферромагнитное треугольное распределение намагниченностей подрешеток, антиферромагнитное винтовое или ферромагнитное винтовое по конической поверхности (рисунок 6). Возможны еще более сложные неколлинеарные структуры.
Обменные силы, ответственные за ориентацию спинов в кристалле, могут давать только строго параллельную или антипараллельную структуру.
Оказалось, что это заключение справедливо только в тех случаях, когда нет резкого различия в энергиях обменного взаимодействия для соседних магнитно-активных ионов в кристаллических решетках с существенно отличающимися взаимными расстояниями по различным осям кристалла, т.е. когда нет резкой анизотропии этих расстояний [3, с. 64-67].
Рисунок 6 - Типичные примеры не коллинеарных атомных магнитных структур: а) антиферромагнитная треугольная; б) антиферромагнитная винтовая плоская; в) ферромагнитная винтовая по конической поверхности.
Страницы: 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11
