МАГНЕТИЗМ

МАГНЕТИЗМ

       

1) особая форма вз-ствия между электрич. токами, между токами и магнитами (т. е. телами с магнитным моментом) и между магнитами;

2) раздел физики, изучающий это взаимодействие и св-ва в-в (магнетиков), в к-рых оно проявляется.

Основные проявления магнетизма. В наиболее общем виде М. можно определить как особую форму матер. вз-ствий, возникающих между движущимися электрически заряж. ч-цами. Передача магн. вз-ствия, реализующая связь между пространственно-разделёнными телами, осуществляется магнитным полем. Оно представляет собой наряду с электрич. полем одно из проявлений эл.-магн. формы движения материи (см. ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ПОЛЕ). Между магн. и электрич. полями нет полной симметрии. Источниками электрич. поля явл. электрич. заряды, но аналогичных магн. зарядов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см. МАГНИТНЫЙ МОНОПОЛЬ). Источник магн. поля — движущийся электрич. заряд, т. е. электрич. ток. В ат. масштабах для эл-нов и нуклонов (протонов, нейтронов) имеются два типа мпкроскопич. токов — орбитальные, связанные с переносом центра тяжести этих ч-ц в атоме, и спиновые, связанные с их внутр. движением.

Количеств. характеристикой М. частиц явл. их орбитальный и спиновый магн. моменты. Поскольку все микроструктурные элементы в-в — электроны, протоны и нейтроны — обладают магн. моментами, то и любые их комбинации — ат. ядра и электронные оболочки, а также и комбинации их комбинаций, т. е. атомы, молекулы и макроскопич. тела, могут в принципе быть источниками М. Т. о., по существу все в-ва обладают магн. св-вами.

Известны два осн. эффекта воздействия внеш. магн. поля на в-ва. Во-первых, в соответствии с законом эл.-магн. индукции Фарадея внеш. магн. поле всегда создаёт в в-ве такой индукц. ток, магн. поле к-рого направлено против нач. поля (Ленца правило). Поэтому создаваемый внеш. полем магн. момент в-ва всегда направлен противоположно внеш. полю (см. ДИАМАГНЕТИЗМ). Во-вторых, если атом обладает отличным от нуля магн. моментом (спиновым, орбитальным или тем и другим), то внеш. поле будет стремиться ориентировать его вдоль своего направления. В результате возникает параллельный полю магн. момент, к-рый наз. парамагнитным (см. ПАРАМАГНЕТИЗМ).

Существ. влияние на магн. свойства в-ва могут оказать также внутр. вз-ствия (электрич. и магн. природы) между микрочастицами — носителями магн. момента (атомами и др.).

В нек-рых случаях благодаря этим вз-ствиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в в-ве существовала самопроизвольная (не зависящая от внеш. поля) упорядоченность в ориентации магн. моментов ч-ц (ат. магн. порядок). В-ва, в к-рых ат. магн. моменты ориентированы параллельно друг другу, наз. ферромагнетиками (см. ФЕРРОМАГНЕТИЗМ), соответственно антиферромагнетиками наз. в-ва, в к-рых соседние ат. моменты расположены антипараллельно (см. АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМ). Кроме таких коллинеарных ферро- и антиферромагнитных ат. структур, наблюдаются и неколлинеарные (винтовые, треугольные и др.).

Сложность ат. структуры в-в, построенных из огромного числа атомов, приводит к практически неисчерпаемому разнообразию их магн. св-в. При рассмотрении магн. свойств в-в для них употребляют общий термин «магнетики». Взаимосвязь магн. свойств в-в с их немагн. св-вами (электрич., механич., оптическими и т. д.) позволяет очень часто использовать исследования магн. св-в как источник информации о внутр. структуре микрочастиц и тел макроскопич. размеров. Огромный диапазон магн. явлений, простирающийся от М. элем. ч-ц до М. косм. тел (Земли, Солнца, звёзд и др.), объясняет глубокий интерес к М. со стороны мн. наук (физики, астрофизики, химии, биологии) и его широкое применение в технике. Рассмотрению связанных с этим вопросов посвящены статьи: Солнечный ветер, Земной магнетизм, Магнитосфера, Магнитное поле, Магнитная гидродинамика, Магнитная структура атомная, Магнитные материалы, Магнит постоянный и др.

Магнетизм веществ. Макроскопич. описание магн. свойств в-в обычно проводится в рамках теории эл.-магн. поля (см. МАКСВЕЛЛА УРАВНЕНИЯ), термодинамики и статистической физики. Одной из осн. макроскопич. хар-к магнетика, определяющих его термодинамич. состояние, явл. вектор намагниченности J (суммарный магн. момент ед. объёма магнетика). Вектор J — ф-ция напряжённости магн. поля Н. Графически зависимость J(H) изображается кривой намагничивания, имеющей разл. вид у разных магнетиков. В ряде в-в между J и Н существует линейная зависимость: J=cH, где c — магнитная восприимчивость ед. объёма в-ва (у диамагнетиков c<0, у парамагнетиков c>0). У ферромагнетиков J связана с H нелинейно; у них восприимчивость зависит не только от темп-ры Т и свойств вещества, но и от поля H.

Термодинамически намагниченность J магнетика определяется через потенциал термодинамический Ф(Н, Т, р) по ф-ле:

J=-(дФ/дН)

где (р — давление).

В свою очередь, расчёт Ф(Н, Т, р) основан на соотношении Гиббса — Богуславского:

Ф= -kTlnZ(H, T,p),

где Z(H,Т, <р)— статистическая сумма.

Из общих положений классич. статистич. физики следует, что электронные системы не могут обладать термодинамически устойчивым магн. моментом (Бора — ван-Лёвен теорема), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и М. атомов и макроскопич. тел. М. атомов и молекул обусловлен спиновыми магн. моментами их эл-нов, движением эл-нов в оболочках атомов и молекул (т. н. орбитальным М.), спиновым и орбитальным М. нуклонов ядер. В многоэлектронных атомах сложение орбитальных и спиновых магн. моментов производится по законам пространств. квантования — результирующий магн. момент mj определяется полным угловым квантовым числом j и равен: mj=gj?(j(j+1)mБ),где gj — Ланде множитель, mБ — магнетон Бора.

У атомов инертных газов (Не, Ar, Ne и др.) электронные оболочки магнитно нейтральны (их суммарный магн. момент равен нулю). Во внеш. магн. поле инертные газы проявляют диамагн. св-ва. Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и др.) обладает лишь спиновым магн. моментом валентного эл-на, орбитальный магн. момент этих атомов равен нулю. В результате атомы щелочных металлов парамагнитны. У атомов переходных металлов (Fe, Co, Ni, редкоземельных металлов (РЗМ) и др.) не достроены d- и f-слои их электронных оболочек. Спиновые и орбитальные магн. моменты эл-нов этих слоев не скомпенсированы, что приводит к существованию у изолированных атомов Fe, Co, Ni и РЗМ значит. магн. момента.

Магн. свойства в-в определяются природой ат. носителей М. и хар-ром их вз-ствий. Даже в-во одного и того же хим. состава в зависимости от внеш. условий, а также крист. или фазовой структуры (напр., степени упорядочения атомов в сплавах и т. п.) может обладать разл. магн. св-вами. Напр., Fe, Со и Ni в крист. состоянии ниже определ. темп-ры (Кюри точка) обладают ферромагн. св-вами, выше точки Кюри они парамагнитны. То же наблюдается и у антиферромагнетиков, их критич. темп-ру наз. Нееля точкой. У нек-рых РЗМ между ферро- и парамагнитной температурными областями существует антиферромагн. область.

Количественно вз-ствие между ат. носителями М. в в-ве можно охарактеризовать величиной энергии этого вз-ствия eвз, рассчитанной на отд. пару частиц — носителей магн. момента. Энергию eвз, обусловленную электрич. и магн. вз-ствием ч-ц, можно сопоставить с величинами энергий др. ат. вз-ствий: с энергией ч-цы, имеющей магн. момент порядка =mБ в нек-ром эффективном магн. поле Hэфф, т. е. с eH=mБHэфф, и со ср. энергией теплового движения ч-цы при нек-рой эффективной критич. темп-ре Тк, т. е. eT=kTк (Hэфф и Тк служат мерами энергии вз-ствия ч-ц). При значениях напряжённости внеш. поля HHэфф или Т->Тк будут доминировать внеш. факторы — темп-pa или поле, подавляющие эффекты внутр. вз-ствия («слабый» М. в-в). Эта классификация формальна, т. к. не вскрывает физ. природы Hэфф и Tк. Для полного выяснения природы магн. свойств в-ва необходимо знать не только величину энергии eвз по сравнению с eT или eH, но также и её физ. происхождение и хар-р магн. момента носителей (орбитальный или спиновый). Если исключить случай ядерного М., то в. электронных оболочках атомов и молекул, а также в электронной системе конденсированных в-в (жидкости, кристаллы) действуют два типа сил — электрические и магнитные. Мерой электрич. вз-ствия может служить электростатич. энергия eэл двух эл-нов, находящихся на ат. расстоянии a (a=10-8 см): eэл=е2/а=2,57•10-11 эрг. Мерой магн. вз-ствия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магн. моментами mБ и находящихся на расстоянии а, т. е. eмагн=m2Б/a3»10-15 эрг.

Т. о., eэл превосходит энергию eмагн на три-четыре порядка. В связи с этим сохранение намагниченности ферромагнетиками (Fe, Co, Ni) до темп-р T=1000К может быть обусловлено только электрич. вз-ствием, т. к. при энергии eмагн=10-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирующее действие магн. сил уже при 1 К. Согласно квант. механике, наряду с кулоновским электростатич. вз-ствием заряж. ч-ц существует также чисто квантовое электростатическое обменное взаимодействие, зависящее от взаимной ориентации магн. моментов эл-нов. Эта часть вз-ствия, электростатическая по своей природе, оказывает существ. влияние на магн. состояние электронных систем. В частности, это вз-ствие благоприятствует упорядоченной ориентации магн. моментов ат. носителей М. Верхний предел энергии обменного вз-ствия eоб=10-13 эрг.

Значение eоб>0 соответствует параллельной ориентации ат. магн. моментов, т. е. самопроизвольной (спонтанной) намагниченности ферромагнетиков. При eоб<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 eоб противоположны. Изложенное позволяет провести следующую физ. классификацию магн. свойств в-в.

I. Магнетизм слабо взаимодействующих частиц (eвз<-mБH или eвз<-kT).

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 c 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 c 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 c=10-3—10-5 и при не очень низких темп-рах и не очень сильных магн. полях (mБH/kT<-1) не зависит от поля H, но существенно зависит от темп-ры — для c имеет место Кюри закон: c=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 mБH/kT<-1 их восприимчивость c не зависит от H, но зависит от T — имеет место Кюри— Вейса закон: c=С'/(Т-D), где С' и D — константы в-ва; в) для ферро- и антиферромагн. в-в выше точки Кюри q.

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 (c=10-5), не зависит от поля и слабо меняется с темп-рой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и др.) этот парамагнетизм 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; c 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 TМейснера эффект).

III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (eвз->mБH или eвз->kT).

Ферромагнетизм имеет место в в-вах с положительной обменной энергией (eоб>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 Tq 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 (eоб<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 Jki 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 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 a-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.

В 4 f-металлах и диэлектрич. кристаллах упорядоченные ат. магн. структуры образованы магн. моментами, локализованными вблизи узлов крист. решётки, занятых магнитно-активными ионами.

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 Jr. Для размагничивания образца нужно приложить обратное магн. поле Нс, к-рое наз. коэрцитивной силой. В зависимости от значения Нс различают магнитно-мягкие материалы (Hс<800 А/м или 10 Э) и магнитно-твёрдые, или высококоэрцитивные, материалы (Hс>4 кА/м или 50 Э). Jr и Нс зависят от темп-ры и, как правило, убывают с её повышением, стремясь к нулю с приближением Т к 0.

Научные и технические проблемы магнетизма. Осн. науч. проблемами совр. учения о М. являются: 1) выяснение природы обменного вз-ствия и вз-ствий, обусловливающих анизотропию в разл. типах магнитоупорядоченных кристаллов; объяснение спектров элем. магн. возбуждений (магнонов) и механизмов их вз-ствия между собой, а также с фононами, эл-нами проводимости и др.; 2) создание теории перехода из парамагнитного в ферромагн. состояние. Исследование М. в-в применяется как средство изучения хим. связей и структуры молекул (магнетохимия). Изучение диа- и парамагн. св-в газов, жидкостей, р-ров, соединений в тв. фазе позволяет разобраться в деталях физ. и хим. процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение магн. динамич. хар-к (магнитного резонанса и релаксац. процессов) помогает понять кинетику многих физ. и физ.-хим. процессов в разл. в-вах. Интенсивно развивается магнитобиология.

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 эксперим. 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).

Созданию квант. теории ферромагнетизма предшествовали работы нем. физика Э. Изинга (1925, двухмерная модель ферромагнетиков), Я. Г. Дорфмана (1927, им была доказана немагн. природа мол. поля), нем. физика В. Гейзенберга (1926, квантовомеханич. расчёт атома гелия), нем. физиков В. Гейтлера и Ф. Лондона (1927, расчёт молекулы водорода). В двух последних работах был использован открытый в квант. механике эффект обменного взаимодействия эл-нов (П. Дирак, Великобритания, 1926) в оболочке атомов и молекул и установлена его связь с магн. св-вами электронных систем, подчиняющихся Ферми — Дирака статистике (Паули принцип). Квант. теория ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (1928, коллективизиров. модель) и Гейзенберга (1928, модель локализов. спинов). Рассмотрение ферромагнетизма как квантового кооперативного явления (амер. физики Ф. Блох, Дж. Слейтер, 1930) привело к открытию спиновых волн. В 1932—33 франц. физик Л. Неель и Л. Д. Ландау предсказали существование антиферромагнетизма. Изучение новых классов магн. в-в — антиферромагнетиков и ферритов — позволило глубже понять природу М. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхождении энергии магн. анизотропии, построена теория доменной структуры и освоены методы её эксперим. изучения.

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.

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

МАГНЕТИЗМ

- 1) особая форма взаимодействия электрич. токов и магнитов (тел с магнитным моментом )между собой и токов с магнитами. 2) Раздел физики, изучающий это взаимодействие и свойства веществ, в к-рых М. проявляется.

Основные проявления магнетизма

Магн. взаимодействие пространственно разделённых тел осуществляется магнитным полем H к-рое, как и электрич. поле Е, представляет собой проявление эл.-магн. формы движения материи (см. Электромагнитное поле). Между электрич. и магн. полями нет полной симметрии: источниками К являются электрич. заряды, но магн. зарядов ( магнитных монополей )пока не наблюдали, хотя теория (см. Великое объединение )предсказывает их существование. Источник магн. поля Н - движущийся электрич. заряд, т. е. электрич. ток. В атомных масштабах движение электронов и протонов создаёт орбитальные микротоки, связанные с переносным движением этих частиц в атомах или атомных ядрах; кроме того, наличие у микрочастиц спина обусловливает существование у них спинового магн. момента. Поскольку электроны, протоны и нейтроны, образующие атомные ядра, атомы, молекулы и все макротела (газы, жидкости, кристаллич. и аморфные твёрдые тела) имеют собств. магн. момент, то, в принципе, все вещества подвержены влиянию магн. поля - обладают магн. свойствами, т. е. являются магнетиками.

Известны два осн. эффекта воздействия внеш. магн. поля H _вн на вещества: 1) по закону электромагнитной индукции при помещении тела в поле Н _вн в теле возникает индукц. ток, магн. поле к-рого направлено против Н _вн( Ленца правило), т. е. магн. момент вещества, создаваемый H _вн, всегда направлен против поля (диамагнетизм веществ); 2) если атомы вещества имеют спонтанный магн. момент, то H _вн ориентирует атомные магн. моменты вдоль своего направления и создаёт магн. момент вещества вдоль поля (парамагнетизм веществ). Существ. влияние на магн. свойства вещества могут оказывать и внутр. взаимодействия (электрич. и магн.) микрочастиц - носителей магн. момента. Иногда они приводят к спонтанной (не зависящей от H _вн )упорядоченной ориентации магн. моментов частиц. Вещества, в к-рых атомные магн. моменты спонтанно ориентируются параллельно друг другу, наз. ферромагнетиками (ФМ) (см. Ферромагнетизм), а вещества, в к-рых ориентация отд. групп атомных моментов антипараллельна,- антиферромагнетиками (АФМ) (см. Антиферромагнетизм). Кроме таких коллинеарных ФМ- и АФМ-структур наблюдаются и неколлинеарные магнитные атомные структуры (винтовые или спиральные, треугольные и др.). Сложность атомной структуры веществ, построенных из огромного числа микрочастиц, даёт практически неисчерпаемое разнообразие их магн. свойств, связь к-рых с немагн. свойствами (электрич., механич., оптич. и др.) позволяет использовать исследования магн. свойств для получения информации о внутр. структуре и др. свойствах микрочастиц и макротел .

Огромный диапазон проявлений М.- от М. элементарных частиц до М. космич. тел (Земли, Солнца, звёзд и др.), а также космич. пространства - объясняет глубокий интерес к М. со стороны мн. наук (физики, астрофизики, геофизики, химии, биологии, геологии п др.) и его широчайшее применение в технике.

Магнетизм веществ

Макроскопич. проявления М. веществ рассматриваются в рамках теории эл.-магн. поля (см. Максвелла уравнения), термодинамики и статистической физики. Одной из осн. макрохарактеристик магнетика, определяющей его термодинамич. состояние, является вектор намагниченности М (суммарный магн. момент единицы объёма вещества) - ф-ция H и темп-ры Т. Зависимость M (H, Т )(см. Намагничивания кривые )имеет разл. вид у разных магнетиков. В ряде случаев эта связь линейна: , где - магнитная восприимчивость единицы объёма вещества (для диамагнетиков , для парамагнетиков ). Для ФМ зависимость М (Н, Т )нелинейна и неоднозначна (см. Гистерезис магнитный): у ФМ зависит не только от Т и свойств вещества, но также от Н и магн. предыстории. В термодинамике М определяется через потенциал термодинамический Ф (H, Т, Р )по ф-ле (Р - давление).

Из общих положений классич. статистич. физики и электродинамики следует, что электронные системы не могут обладать устойчивым магн. моментом ( Бора - ван Лёвен теорема), что противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атомов, объяснила и существование устойчивых магн. моментов у атомов и макротел. М. электронной оболочки атомов и атомных ядер обусловлен спиновыми и орбитальными магн. моментами электронов и нуклонов (см. Атом, Ядро атомное и Магнетизм микрочастиц). У одноатомных инертных газов (Не, Ne, Аr и др.) электронные оболочки магнитно-нейтральны, и эти газы являются диамагнетиками (ДМ). Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и др.) в невозбуждённом состоянии обладает лишь спиновым магн. моментом валентного электрона (s -состояние, орбитальный магн. момент =0). Т. о., атомы этих веществ парамагнитны. У атомов переходных d -металлов (Fe, Co, Ni и др. 3d-, 4d- и 5d- хим. элементы), редкоземельных 4/-металлов (РЗМ), актинидов (U и др.) и трансуранов не достроены внутренние а- и f -слои электронных оболочек. Спиновые и орбитальные магн. моменты электронов этих слоев не скомпенсированы ( Хунда правило), что приводит к существованию у атомов и ионов этих хим. элементов спонтанных магн. моментов.

Магн. свойства веществ определяются природой атомных носителей М. и характером их взаимодействии: вещество одного хим. состава в зависимости от внеш. условий, кристаллич. и фазовой структуры, степени атомного порядка в сплаве н т. п. может обладать разл. магн. свойствами. Более простая картина реализуется в газах и (в определённой степени) в кристаллич. и аморфных диэлектриках. Однако в проводниках (металлах и сплавах) всё усложняется из-за наличия в них коллективизиров. электронов (бывших валентных), к-рые сами являются источниками М. В переходных металлах из-за взаимодействия коллективизиров. электронов с магн. моментами d- и f -оболочек (а также взаимодействия между этими самыми оболочками из-за перекрытия волновых ф-ций соседних атомов, что имеет место гл. обр. для d -оболочек) нарушается строгая атомная локализация электронов этих оболочек, возникает гибридизация s- и d, f -состояний (см. Гибридизация атомных орбиталей). В результате атомные магн. моменты, особенно d -оболочек, оказываются изменёнными по сравнению с моментами изолиров. атомов. Т. о., в металле магн. момент иона обусловлен самим ионом и окружающим его облаком коллективизиров. s -электронов, а также, по крайней мере, частично р-, d- и даже f -электроном, намагниченным, как правило, антипараллелыю магн. моменту локализованных d -или f -оболочек (что может приводить к т. н. экранированию Кондо). Наиб. ярко это проявляется при очень низких темп-pax и в сильно разбавленных растворах магн. ионов в диамагн. матрице - при Т Т _K, где Т _K - темп-pa Кондо. При ТT_K. экранирование разрушается. В случае более концентриров. растворов или чистых d -металлов сами d -электроны могут быть полностью или частично коллективизированы и представление о локализованном магн. моменте либо вообще теряет смысл, либо требует специального рассмотрения. Здесь имеет место М. коллективизиров. электронов, в к-ром надо учитывать два эффекта: 1) обменный, обусловленный Паули принципом,- электроны с параллельными спинами располагаются на больших взаимных расстояниях, чем с антипараллельными, а между ними возникают обменные дырки (или дырки Ферми), что уменьшает эл.-статич. энергию их взаимодействия (в изолиров. атомах это объясняет правило Хунда); 2) динамич. корреляционный: кулоновское отталкивание стремится удалить электроны друг от друга (независимо от ориентации их спинов), что создает т. п. корреляционную дырку (см. Корреляционная энергия). Уменьшение энергии электронов из-за этих эффектов приводит к росту их фермиевской кинетич. энергии. В результате конкуренции двух видов энергий в системе электронов устанавливается равновесие (см. ниже). Необходимо также учитывать детали кривых плотности состояний электронов вблизи ферми-поверхности (ферми-уровня) и спиновые флуктуации. На магн. моменты d- и f -оболочек оказывает также сильное влияние эл.-статич. взаимодействие окружающих ионов матрицы (лигандов), к-рое иногда может радикально изменить магн. состояние ионов (см. "Замораживание" орбитальных моментов).

Количественно взаимодействие между атомными носителями М. в веществе можно охарактеризовать величиной энергии этого взаимодействия e _вз, рассчитанной на отд. пару частиц - носителей магн. момента. Энергию сопоставляют с энергией частицы, имеющей магн. момент (см. Магнетон )в нек-ром эффективном магн. поле H _эф, т. е. с и со ср. энергией теплового движения частицы при нек-рой критич. темп-ре T _кр, т. е. с При H<H _Эф и Т Т _кр будут сильно проявляться магн. свойства вещества, определяемые внутр. взаимодействиями атомных носителей М., (т. н. кооперативный или "сильный" М. веществ). Наоборот, при или доминируют внеш. факторы ( Н и Т), подавляющие эффект внутр. взаимодействия (т. н. некооперативный, или "слабый", М. веществ). Для полного выяснения природы М. веществ надо знать физ. генезис и характер атомных магн. носителей М. Если не рассматривать ядерный М., то в электронных оболочках атомов и молекул, а также в электронной системе веществ действуют два типа сил - электрич. и магнитные. Мерой первых является эл.-статич. энергия двух электронов на расстоянии порядка размера атома а( а~ ~10^-8 см): эрг. Мерой магн. взаимодействий является энергия связи двух атомных магн. моментов на расстоянии а, т. е. эрг. Т. о., на 4 порядка. Поэтому сохранение ферромагнетизма, напр. у Fe, Co и Ni до Т _кр1000 К, может быть обусловлено только электрич. взаимодействием, т. к. способно обеспечить ФМ лишь до Т _кр1 К.

Можно рассматривать как малое возмущение по сравнению с Однако у хим. элементов с большой атомной массой - у РЗМ и актинидов - магн. моменты атомов достигают , и поэтому возрастает в них на 2 порядка. Согласно квантовой механике (в силу принципа Паули), наряду с квазикулоновским эл.-статич. взаимодействием электронов существует чисто квантовое эл.-статич. обменное взаимодействие, зависящее от взаимной ориентации спиновых моментов электронов. Это эл.-статич. по своему генезису взаимодействие e _об оказывает существ. влияние на магн. состояние электронных систем. В частности, оно благоприятствует атомному магн. порядку. Верхний предел эрг. Если М. некооперативный, то магн. порядок устанавливается лишь внеш. полем H _вн, а магн. беспорядок - темп-рой. В случае кооперативного М. роль обменного взаимодействия превалирует, а поле H _вн лишь помогает обнаружить внутр. магн. порядок. Положит. знак способствует параллельной ориентации атомных магн. моментов, т. е. ферромагнетизму. При имеет место тенденция к антиферромагн. упорядочению. В некоторых случаях возможно так называемое смешанное обменное взаимодействие, когда для различных соседних магнитных атомов энергия e _об меняет знак.

В веществах различают обменную связь двух типов: 1) прямой обмен между двумя соседними магн. ионами, когда их волновые функции сильно перекрываются. В этом случае взаимодействие короткодействующее, экспоненциально убывающее с расстоянием между ионами. Для двух электронов в одной атомной оболочке всегда , и поэтому атомы d -металлов, РЗМ и актинидов всегда имеют спонтанный магн. момент. В общем случае для соседних ионов в веществе e _об может быть как 0 так и 0 (в зависимости от их электронной структуры). 2) Непрямой обмен между удалёнными магн. ионами, когда практически нет перекрытия их волновых ф-ций и связь осуществляется промежуточными агентами (в диэлектриках и полупроводниках это косвенное обменное взаимодействие через немагн. ион-лиганд, находящийся между двумя магн. ионами, а в металлич. системах связь, напр. между соседними /-слоями, осуществляется электронами проводимости (см. РККИ-обменное взаимодействие). Обменное взаимодействие этого типа - дальнодеиствующее и осциллирующее с переменой знака.

Изложенное позволяет провести физ. классификацию магн. свойств веществ.

Некооперативный магнетизм слабовзаимодействующих магнитных частиц .Преобладание диамагнетизма. К веществам этого класса относятся: а) все инертные газы; все газы, атомы и молекулы к-рых не имеют спонтанных магн. моментов. У них , очень мала по абс. величине (молярная восприимчивость и от Т практически не зависит; б) органич. соединения с неполярной связью, в к-рых молекулы или радикалы не имеют магн. момента или у них парамагнетизм подавлен диамагнетизмом; у таких веществ восприимчивость , практически не зависит от Т, но обладает заметной анизотропией; в) нек-рые металлы (Сu, Zn, Au, Hg, и др.), растворы, сплавы и хим. соединения (напр., галоиды), в к-рых ионные остовы (Li⁺, Be²⁺, А1³⁺, С1^- и др.) подобны атомам инертных газов, в связи с чем они обладают диамагнетизмом.

Преобладание парамагнетизма характерно для: 1) веществ, у к-рых атомы (ионы, молекулы) обладают магн. моментом. К ним относятся газы (О ₂, N0) ж пары щелочных и переходных металлов со значениями При не очень низких T и B не очень сильных полях не зависит от H, но существенно зависит от Т:( Кюри закон), С - постоянная Кюри; в сильных магн. полях и при достаточно низких Т у этих веществ наблюдается магн. насыщение; 2) ионов переходных элементов в жидкой фазе, в кристаллич. и аморфных соединениях при слабом взаимодействии ионов друг с другом и изотропном атомном окружении. При их магн. восприимчивость не зависит от Я, а их зависимость от Т описывается Кюри - Вейса законом: где С' - постоянная, а - парамагнитная точка Кюри, характеризующая взаимодействие магн. ионов, т. е. в этом случае проявляется уже нек-рый кооперативный характер парамагнетизма; 3) ферромагнетиков и антиферромагнетиков выше точек Кюри и Нееля ( Тс и T_N).

Особо следует выделить ряд специфич. магн. состояний веществ. Так, ниже нек-рой критич. темп-ры Т _сп в кристаллич. и аморфных парамагнетиках может возникнуть сперомагнетизм, для к-рого характерна "замороженность" магн. моментов ионов в произвольных направлениях (равновероятно по всем направлениям), причём магн. моменты не испытывают флуктуации ориентации, как в идеальных парамагнетиках. Модификацией подобного магн. состояния является идеальное спиновое стекло, осн. признаком к-рого является максимум на кривой ( Т )при темп-ре замерзания спинового стекла T _сс. Наиболее типичные спиновые стёкла - разбавленные растворы атомов d -металлов в диамагнитной матрице (Си, Аи и др.) в определ. интервале концентраций С (между С _мин - пределом разбавления и С _макc -пределом протекания). При магн. ион полностью экранирован электронами проводимости матрицы от взаимодействия с др. магн. ионами и магн. упорядочение отсутствует. При возникает кооперативный ФМ или АФМ. В спиновых стёклах магн. ионы связаны либо РККИ-обменом (положительным или отрицательным), либо чисто антиферромагн. взаимодействием [здесь могут быть случаи, когда магн. момент со своими соседями связан обменными взаимодействиями противоположных знаков, что может привести к структурной неравновесности (фрустрации )и, как следствие, к магн. гистерезису]. Если в спиновом стекле при росте С возникают локальные корреляции ионов - двух-, и трёх- и многоионные кластеры, связанные прямым обменом в единое образование, внедрённое в немагн. матрицу, то при это кооперативное состояние наз. миктомагнетизмом. Состояние спинового стекла весьма типично для неупорядоченных магнетиков, в к-рых ориентации магн. ионов и их местоположения распределены случайно. Если в сперомагн. системе появится преимуществ. ориентация у фиксированных магн. моментов в немагнитной матрице, то это состояние наз. асперомагнетизмом (примером таких кристаллических веществ являются GdAg, YbFe₃, GdAl₂, аморфных веществ - DyNi₃, TbAg). В зависимости от соотношения анергий обмена e_oб и анизотропии могут быть два типа асперомагнетизма: 1) векторы М в отд. областях (доменах) сильно закреплены и внеш. поле H _вн не может довести образец до магн. насыщения даже при Тл; 2) при направления М в доменах закреплены менее жёстко и уже в не очень сильных полях возможно достичь магн. насыщения.

В слоистых кристаллич. веществах, когда атомные расстояния в нек-.рых системах атомных плоскостей сильно отличаются от расстояний между этими плоскостями, может наблюдаться различие знаков e_oб между атомами в плоскости и между атомами соседних плоскостей. Это может привести к т. н. геликоидальной магн. атомной структуре, когда, напр., отд. плоскости намагничены ферромагнитно, а при переходе от одной плоскости к соседней вектор поворачивается на небольшой угол (шаг такой спирали не обязательно соответствует параметру кристаллич. решётки вдоль оси с, перпендикулярной атомным плоскостям). Типичными веществами с геликоидальным М. являются MnAu₂, MnO₂ и РЗМ (в последних это связано с взаимодействием РККИ); могут быть и более сложные спиральные магн. структуры, напр. в РЗМ вектор М при переносе вдоль оси с может вращаться не в плоскости, а по поверхности конуса.

Магнетизм электронов проводимости в металлах, полупроводниках н сверхпроводниках. Парамагнетизм электронов проводимости (спиновый Паули парамагнетизм) наблюдается у щелочных (Li, Na, К и др.), щёлочноземельных (Са, Sr, Ва и др.) и переходных (3d-, 4d- и Sd-металлов, кроме Fe, Co, Ni, Сг и Мп) металлов, у них магн. восприимчивость ~ , она не зависит от поля и очень слабо меняется с темп-рой. В ряде металлов этот парамагнетизм маскируется более сильным диамагнетизмом ионных остовов. Если в парамагн. металле обменное взаимодействие недостаточно, чтобы создать устойчивый ферромагнетизм, но может образовывать временные ферромагн. флуктуации (парамагноны) в ограниченных областях с числом электронов , к-рые с понижением темп-ры становятся всё более устойчивыми и в пространстве и во времени, то наблюдается обменно усиленный парамагнетизм Паули (наиб. ярко в Pd, Pt, TiBe₂ и ряде др. металлов). Может также наблюдаться усиление магн. моментов отд. ионов переходных металлов в диамагн. металлич. матрице за счёт спиновых флуктуации около атомов примеси.

Диамагнетизм электронов проводимости металлов (диамагнетизм Ландау) присущ всем металлам, но наблюдается не так часто и лишь при условии, что его не маскирует либо более сильный парамагнетизм Паули, либо диамагнетизм или парамагнетизм ионных остовов. Но могут быть и исключения, например аномально сильный диамагнетизм у Bi.

Парамагнетизм и диамагнетизм электронов проводимости в полупроводниках (ПП). В ПП число электронов проводимости растёт с ростом Т, поэтому c _дм и c _пм зависят от Т. Типичные ПП, напр. Ge и Si, диамагнитны. Имеется ещё два важных типа магн. ПП: а) ПП, обладающие ферромагнетизмом, как правило ферримагнетизмом (ферриты и др., см. ниже), и б) узкощелевые или бесщелевые разбавленные ПП - т. н. полумагнитные полупроводники, в основном - это твёрдые растворы халькогенидов Hg (HgTe, HgSn и т. п.) и переходных d -металлов или редкоземельных металлов (MnTe, MnSe, EuTe и др.). Вариации состава этих веществ существенно меняют их электронный энергетич. спектр (от бесщелевого до спектра с большой энергетич. щелью), что приводит и к существ. изменению их магн. свойств (напр., к магнитному фазовому переходу из парамагн. состояния в состояние спинового стекла).

М. сверхпроводников (СП) (см. Сверхпроводимость )обусловлен электрич. токами, текущими в тонком поверхностном слое ( см), к-рые экранируют толщу СП от внеш. магн. полей, поэтому в массивных СП при магн. индукция В=0 (Мейснера эффект). СП являются в определ. смысле антиподами ФМ и АФМ, т. е. их спонтанное магн. поле должно разрушать сверхпроводимость (разрывать куперовские пары электронов, см. Купера эффект). Однако в нек-рых тройных соединениях РЗМ (НоМо ₆S₈, ErRh₄B₄ и др.) в ограниченной области темп-р обнаружено сосуществование СП и ФМ (см. Магнитные сверхпроводники). В оксидных высокотемпературных сверхпроводниках существует сложная связь между свсрхпроводя-щим и магнитоупорядоченным состояниями.

Магн. свойства системы электронов проводимости в металлах и ПП неразрывно связаны с их упругими, тепловыми, оптич. и др. свойствами (см. Магнитоупругое взаимодействие, Гальваномагнитные явления, Магнитооптика).

Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком ( H или '). Ферромагнетизм наблюдается в веществах с в кристаллических Fe, Co, Ni, в РЗМ (Gd, Tb, Dy, Но, Еr и Тm), в бинарных и более сложных сплавах и соединениях этих элементов между собой и с др. элементами (переходными и нормальными), в сплавах Сr, Мn (т. н. гейслеровых сплавах), сплавах парамагн. переходных элементов с нормальными элементами (Zr-Zn, Sc-In, Au-V и др.), в соединениях урана. Для ФМ характерна спонтанная намагниченность при ( Т _с - точка Кюри). Известны случаи, когда нижняя температурная граница ферромагнетизма К. При ФМ переходят либо в ПМ с (казалось бы, для ферромагн. металлов при должен наблюдаться парамагнетизм Паули, однако учёт спиновых флуктуации показал, что для магн. восприимчивости должен выполняться закон Кюри - Вейса), либо в АФМ (напр., в нек-рых РЗМ). При Н _вн=0 результирующая намагниченность ферромагн. образца (если исключить вторичное явление остаточной намагниченности) также отсутствует. Это объясняется тем, что при охлаждении ФМ от до и при Н _ВН=0 образец ФМ спонтанно разбивается на малые области - домены с , но при этом ориентация векторов в разных доменах такова, что суммарная намагниченность многодоменного образца равна нулю (см. Магнитная доменная структура, Ферромагнитные домены). В поле Н _вн доменная структура меняется благодаря двум осн. процессам (см. Намагничивание): росту объёма доменов, в к-рых векторы М направлены относительно H _вн энергетически более выгодно, за счёт менее выгодно намагниченных доменов, реализуемого смещением границ доменов (процессы смещения) и повороту векторов М из их первонач. положения вдоль осей легчайшего намагничивания по направлению внеш. поля (процессы вращения). В результате этих процессов намагничиваемый образец приобретает суммарный магн. момент - макроскопич. намагниченность (см. Парапроцесс). Намагниченность М ФМ зависит не только от H и Т, но также и от магн. предыстории образца, это явление неоднозначной зависимости М от Н наз. магн. гистерезисом. При выключении Н _ВН образец может сохранить остаточную намагниченность М _r и для его полного размагничивания нужно приложить обратное магн. поле ( -Н _с), к-рое наз. коэрцитивной силой. В зависимости от величины Н _с различают магнитно-мягкие материалы (. А/м, или 10 Э) и магнитно-твёрдые материалы (высококоэрцитивные) (кА/м, или 50 Э). Значения М _r и Н _с зависят от природы в-ва, от темп-ры и, как правило, убывают с её ростом, стремясь к нулю при Доменная структура энергетически выгодна лишь в достаточно объёмных образцах. С уменьшением размера образца разбиение его на домены может стать энергетически невыгодным и он становится однодоменным с М=М _s. Из-за тепловых флуктуации магн. момент одного домена может вести себя как атомный магн. момент в идеальном парамагнетике (ПМ), такое явление наз. суперпарамагнетизмом.

Антиферромагнетизм наблюдается в веществах с в кристаллич. Сr, -Мn, в ряде РЗМ (Се, Рr, Nd, Pm, Sm, Eu), а также в многочисленных соединениях (оксидах, сульфидах Fe, Ni, Mn и др. элементов), сплавах (Fe₃Mn, CrPt и др.) и аморфных веществах, содержащих атомы переходных элементов. Кристаллич. решётка этих веществ разбивается на две или более магнитные подрешётки, в к-рых векторы M_s либо антипараллельны (коллинеарная магнитная атомная структура), либо направлены под углом друг к другу, отличным от p (неколлинеарная структура). Антиферромагнетизм наблюдается в интервале темп-р от О К до точки Нееля T_N. При Т Т _N АФМ становится ПМ и его восприимчивость описывается в большинстве случаев законом Кюри - Вейса. При ТT_N с понижением темп-ры уменьшается из-за роста магн. упорядоченности. В АФМ различают и - магн. восприимчивости вдоль и поперёк оси антиферромагнетизма - направления, в к-ром ориентируются векторы М _s магн. подрешёток при

В зависимости от того, равен или неравен нулю суммарный момент всех магн. подрешёток АФМ, различают скомпенсированный антиферромагнетизм и нескомпенсированный антиферромагнетизм, или ферримагнетизм. В ферримагнетиках (ФИМ) имеются магн. ионы двух или более типов разной хим. природы или одной природы, но разной валентности (напр., Fe²⁺ и Fe³⁺ ), либо ионы одной хим. природы, одной валентности, но имеющие в магн. подрешётках разное число узлов в единице объёма образца. Ферримагнетизм реализуется гл. обр. в кристаллах окислов d -металлов с решётками типов шпинели, граната, перовскита и др. (т. н. ферритах МО*Fe₂O₃, где М обозначает Fe, Ni, Co, Mn и др.). Эти вещества, как правило, по электрич. свойствам - ПП или диэлектрики, по магн. свойствам они похожи на ФМ [с нек-рыми отличиями в ходе температурных зависимостей . У аморфных ФИМ (напр., Gd₃₀Co₇₀, TbFe₂ и др.) магн. ионы двух или более сортов размещены в пространстве случайно. Нек-рой модификацией кристаллич. ФИМ являются (уже упоминавшиеся выше) сперомагнетики (СИМ), в них магн. моменты одного из сортов магн. ионов "заморожены" со случайной ориентацией. Преобладание ферромагн. упорядочения в системе одного из сортов магн. ионов приводит к тому, что СИМ обладают суммарной спонтанной намагниченностью ().

В АФМ возможно спонтанное нарушение полной компенсации намагниченности подрешёток в результате релятивистского взаимодействия Дзялошинского - Мория (возмущения магн. спин-орбитального взаимодействия взаимодействием орбиталей магн. ионов при наличии косвенного обменного взаимодействия); в итоге имеет место слабый ферромагнетизм (СФМ) с от обычных значений М _s для ФМ (типичные представители СФМ: -F₂O₃, карбонаты ряда металлов, ортоферриты и др.).

Кроме упомянутых выше спиновых стёкол магн. упорядочение наблюдается в очень широком классе аморфных металлич. веществ - металлических стёклах (метглассах), обладающих рядом специфич. свойств (Fe₈₀B₂₀, Fe₇₈Mo₂B₂₀, Fe₄₀N₄₀P₁₄B₆, Ni₆₀Nb₄₀ и др.). Металлич. стёкла практически почти лишены магн. анизотропии, что делает их очень хорошими магнитномягкими материалами.

Научные и технические проблемы магнетизма

Осн. научными проблемами совр. М. являются: 1) выяснение природы обменного вза: одействия и взаимодействий, определяющих анизотропию в разл. магнетиках; объяснение спектров элементарных магн. возбуждений ( магнонов )и механизма их взаимодействий между собой и с др. модами элементарных возбуждений в веществе - фононами, электронами проводимости, экситонами и др. 2) Проблема нелинейной динамики доменных стенок - солитоное магнитных (связанных состояний большого числа магнонов). 3) Развитие теории магнитных фазовых переходов между различными магн. состояниями (ФМ-ПМ, ФМ-АФМ и др., в том числе т. н. ориентационные фазовые переходы). Здесь важное место занимают представления о волнах зарядовой и спиновой плотности, а также спонтанного нарушения магнитной симметрии (см. Волны зарядовой плотности, Спиновой плотности волны).

М. веществ широко используется как средство изучения хим. связей и структуры молекул (см. Магнетохимия). Изучение диамагнетизма и парамагнетизма газов, жидкостей, растворов и соединений в твёрдой фазе позволяет разобраться в деталях физ. и хим. процессов, протекающих в этих веществах, и происходящих в них структурных изменениях. Изучение магн. динамич. характеристик ( магнитного резонанса и релаксации )помогает понять кинетику многих физ. и физ.-хим. процессов. Интенсивно развивается магне-тобиология, а также применение М. в медицине (см. Магнитные поля биологических объектов).

Связь М. и оптич. свойств веществ приводит к огромному числу физ. эффектов (см. Зеемана эффект, Фарадея эффект, Коттона - Мутона эффект, Ханле эффект и др.), в т. ч. к влиянию света на возникновение и изменение магн. порядка.

К важнейшим проблемам М. космоса относятся: выяснение происхождения магн. полей Земли, др. планет, Солнца, звёзд (в частности, пульсаров), радиогалактик, квазаров и др. астрономич. объектов, а также роли магн. полей в космич. пространстве (см. Межзвёздная среда).

Проблемы технич. применений М. входят в число важнейших в электротехнике, приборостроении, вычислит. технике, автоматике и телемеханике, навигации. В технике широкое применение нашли магн. дефектоскопия и др. магн. методы контроля. Очень важную роль играют измерения магн. характеристик электротехнич. и радиотехнич. материалов. Магн. материалы идут на изготовление магнитопроводов электрич. генераторов, моторов, трансформаторов, реле, магн. усилителей, элементов магн. памяти, лент и дисков магн. записи, стрелок магн. компасов, магнитострикционных излучателей и приёмников и т. д.

Историческая справка

Первые письменные свидетельства о М. (Китай) имеют более 2000-летнюю давность, в них упоминается об использовании естеств. постоянных магнитов в качестве компасов. В работах древнегреч. и римских учёных упоминается о притяжении и отталкивании магнитов и о намагничивании магнитом железных опилок (напр., у Лукреция Кара в поэме "О природе вещей", 1 в. до н. э.). В средние века в Европе широко применялся магн. компас (с 12 в. н. <э.), предпринимались эксперименты по изучению свойств магнитов [Пьер де Марикур (Pierre de Maricourt), Франция, 1269]. Результаты исследований М. в эпоху Возрождения обобщены У. Гильбертом (W. Gilbert) в трактате "О магните, магнитных телах и о большом магните - Земле" (1600). В этом труде показано, что Земля - диполь магнитный, и доказана невозможность разъединения двух разноимённых магн. полюсов. Далее учение о М. развивалось в трудах Р. Декарта (R. Descartes), Ф. Эпинуса (F. Aepinus) и Ш. Кулона (Ch. Coulomb). Декарт- первый автор метафиз. теорий М. и геомагнетизма ("Начала философии", ч. 4, 1644); он исходил из существования особой магн. субстанции, обусловливающей своим движением М. тел. В трактате "Опыт теории электричества и магнетизма" (1759) Эпинус подчеркнул сходство электричества и М., а Кулон (1785-89) показал и определ. количеств. соответствие явлений: взаимодействие точечных магн. полюсов подчиняется тому же закону, что и взаимодействие точечных электрич. зарядов (Кулона закон). В 1820 X. Эрстед (Н.rsted) открыл магн. поле электрич. тока, и тогда же А. Ампер (A. Ampere) установил законы магн. взаимодействия токов, эквивалентность магн. свойств кругового тока и тонкого плоского магнита; М. веществ он объяснил существованием молекулярных токов. В 30-х гг. 19 в. К. Гаусс (С. Gaub) и В. Вебер (W. Weber) развили математич. теорию земного магнетизма и разработали методы магн. измерений.

Новый этап изучения М. начался с М. Фарадея (М. Faraday), к-рый дал последоват. трактовку М. на основе представлений о реальном эл.-магн. поле. Ряд важнейших открытий в области электромагнетизма (электромагнитная индукция - Фарадей, 1831; правило Ленца - Э. X. Ленц, 1833, и др.), теоретич. обобщение эл.-магн. явлений в трудах Дж. К. Максвелла (J. С. Maxwell, 1872), систематич. изучение свойств ФМ и ПМ А. Г. Столетовым (1872), П. Кюри (P. Curie, 1895) и др. заложили основы совр. макротеории М. Изучение М. на микроуровне стало возможным после открытия электронно-ядерной структуры атомов. На основе классич. электронной теории вещества X. А. Лоренца (Н. A. Lorentz) П. Ланжевен (P. Langevin) создал теорию диамагнетизма и парамагнетизма. В 1892 Б. Л. Розинг и в 1907 П. Вейс (P. Weiss) высказали идею о существовании внутр. молекулярного поля, обусловливающего ферромагнетизм. Открытие спина электрона и его М. [С. Гаудсмит (S. Goudsmit), Дж. Уленбек (G. Uhlenbeck), 1925], создание квантовой механики привели к развитию квантовой теории диа-, пара- и ферромагнетизма. На основе квантовой механики (пространств. квантования) Л. Бриллюэн (L. Brillouin, 1926) нашёл зависимость намагниченности ПМ от Я и Т. В 1927 Ф. Хунд (F. Hund) провёл сравнение экспе-рим. и теоретич. значений эффективных магн. моментов ионов в разл. парамагн. солях, что привело к открытию влияния электрич. полей парамагн. кристалла на "замораживание" орбитальных моментов ионов. Исследование этого явления позволило установить, что, напр., ферромагнетизм d -металлов определяется почти исключительно спиновыми моментами [У. Пенни (W. Penney), Р. Шлапп (R. Schlapp), Дж. X. Ван Флек (J. H. Van Vleck), 1932].

Детальная квантовая теория парамагнетизма атомов и молекул была разработана Ван Флеком в 1932, к-рый наряду с обычным классич. ориентац. парамагнетизмом открыл т. н. ванфлековский парамагнетизм (поляризационный), связанный с виртуальными квантовыми переходами электронов между стационарными энерге-тич. уровнями атомов или молекул. В 1927-30 была построена квантовомеханич. теория М. электронов проводимости металлов (см. Паули парамагнетизм, Ландау диамагнетизм). Существ. значение для развития теории парамагнетизма имело предсказанное Я. Г. Дорфманом (1923) и открытое Е. К. Завойским (1944) явление электронного парамагнитного резонанса (ЭПР). Созданию квантовой теории ферромагнетизма предшествовали работы (1925) Э. Изинга (Е. Ising, одномерная модель ПМ) и Л. Онсагер (L. Onsager, двумерная модель), Я. Г. Дорфмана (1927, им была доказана немагн. природа молекулярного поля), В. Гейзенберга (W.Heisenberg, квантовомеханич. расчёт атома Не, 1926), В. Гайтлера и Ф. Лондона (W. Heitler, F. London, расчёт молекулы Н ₂, 1927). В двух последних работах был использован открытый в квантовой механике эффект обменного взаимодействия электронов [П. Дирак (P. Dirac), 1926] в оболочке атомов и молекул и установлена его связь с магн. свойствами электронных систем, подчиняющихся Ферми - Дирака статистике (Паули принцип). Квантовая теория ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (1928, коллективизиров. модель ферромагн. металлов) и Гейзенберга (1928, модель локализованных спинов). Рассмотрение ферромагнетизма как кооперативного явления [Ф. Блох (F. Bloch) и Дж. Слэтер (J. Slater), 1930] привело к открытию спиновых волн. В 1932-33 Л. Неель (L. Neel) и Л. Д. Ландау предсказали существование антиферромагнетизма. Затем Неель объяснил сущность ферримагнетизма. Изучение новых классов магнетиков - АФМ и ферритов - позволило глубже понять природу М. вообще. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхождении энергии магн. анизотропии и в явлении магнитострикции. Начиная с 1931 стали разрабатываться методы наблюдения магн. доменной структуры ФМ [1931, Ф. Биттер (F. Bitter); 1932, Н. С. Акулов, метод порошковых фигур]. Создание теории доменной структуры началось с работ Я. И. Френкеля и Я. Г. Дорфмана (1930) и особенно после работы Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшица (1935, см. Ландау - Лифшица уравнение).

Дальнейшее развитие квантовомеханич. моделей М. металлов и ПП, рассматривавшихся в работах Я. И. Френкеля (1928), Ф. Блоха (1930) и Э. Стонера (Е. Stonег, 1930), было осуществлено в работах С. П. Шубина и С. В. Вонсовского (1934, полярная и обменная s-d, f модели ферромагнетизма, см. Шубина - Вонсовского модель). Частным случаем полярной модели является Хаббарда модель (J.Hubbard, 1964). Теория М. продолжает интенсивно развиваться, этому в значит. мере способствует создание новых эксперим. методов исследования веществ. Нейтронографич. методы (см. Магнитная нейтронография )позволили определить типы атомных магн. структур. Ферромагнитный резонанс, открытый и исследованный в работах В. К. Аркадьева (1913), а затем Дж. Гриффитса (J. Grifflts, 1946), и антиферромагн. резонанс [К. Гортер (С. Gorter) и др., 1951] открыли возможность исследования процессов магн. релаксации, а также дали независимый метод определения эффективных полей анизотропии в ФМ и АФМ. Физ. методы исследований, осн. на явлении ядерного магнитного резонанса[Э. Пёрселл (Е. Purcell) и др., 1946], и Мёссбауэра эффект(1958) существенно углубили знания о пространств. распределении спиновой плотности в веществе, особенно в магн. металлах. Наблюдения рассеяния нейтронов и света позволили для ряда веществ определить спектры спиновых волн. Параллельно с эксперим. работами развивались и разл. аспекты теории М.: магн. симметрия кристаллов, ферромагнетизм коллективизиров. электронов, применения новых расчётных методов в теории М. (диаграммная техника, методы Грина функции и т. п.), изучение магн. фазовых переходов и критич. явлений, разработка моделей квазиодномерных и двумерных магнетиков. Открытие и исследование квантового Холла эффекта[К. Клитцинг (К. Klitzing), 1980], Кондо эффекта, веществ с переменной валентностью, примосных систем кондовского типа, вещества с тяжёлыми фермионами - всё это позволило глубже понять магн. свойства веществ.

Успехи в изучении магн. явлений позволили осуществить синтез новых перспективных магн. материалов: ферритов для СВЧ-устройств, высококоэрцитивных соединений типа SmCo₅ (см. Магнит постоянный), прозрачных ферромагнетиков, магн. плёнок типа "сендвичей" с уникальными магн. свойствами, аморфным магнетиков (в т. ч. спиновых стёкол, метглассов), веществ с цилиндрическими магнитными доменами и др. Лит.: Тамм И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; Бозорт Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Электродинамика сплошных сред, 2 изд., М., 1982; Маттис Д., Теория магнетизма. Введение в изучение кооперативных явлений, пер. с англ., М., 1967; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Уайт Р., Квантовая теория магнетизма, пер. с англ., 2 изд., М., 1985; Тикадзуми С., Физика ферромагнетизма. Магнитные свойства вещества, пер. с япон., М., 1983; Xёрд К. М., Многообразие видов магнитного упорядочения в твёрдых телах, пер. с англ., "УФН", 1984, т. 142, с. 331.

С. В. Вонсовский.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.