При увеличении магнитного поля Н намагни­ченность образца возрастает за счет смещения гра­ниц доменов и процессов вращения спонтанной на­магниченности. Первый процесс связан с ростом объема доменов, у которых направление Is ориенти­ровано наиболее выгодно энергетически по отно­шению к полю (угол между Is и H наименьший). Второй процесс — вращение — обусловлен поворо­том векторов Is от оси легкого намагничивания к направлению приложенного магнитного поля.

В парамагнитной области при Т > ТС для маг­нитной восприимчивости % выполняется закон Кю­ри—Вейсса

где θр — парамагнитная точка Кюри, а C— постоян­ная Кюри—Вейсса. Как можно видеть на рис. 1, а, величина 1/χ для ферромагнетиков изменяется ли­нейно с температурой. В изотропных однородных по составу ферромагнетиках с малой магнитной анизо­тропией ТC и θр имеют близкие значения. В анизот­ропных ферромагнетиках величина θр принимает разные значения для оси легкого намагничивания и оси трудного намагничивания, а также заметно от­личается от температуры Кюри ТC.

В ферромагнетиках, где магнитные моменты электронов локализованы на ионах (например, не­металлические ферромагнетики, редкоземельные металлы иттриевой подгруппы Gd, Tb, Dy), спон­танная намагниченность образца складывается из магнитных моментов изолированных ионов. По­стоянная Кюри—Вейсса связана с эффективным магнитным моментом иона μэф в ферромагнетиках с локализованными магнитными моментами:

где kБ — постоянная Больцмана. Для редких земель хорошо выполняется соотношение

АНТИФЕРРОМАГНИТНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ

В идеальном антиферромагнетике одинаковые магнитные ионы занимают в кристаллической ре­шетке кристаллографически эквивалентные пози­ции и образуют две взаимопроникающие ферромаг­нитные подрешетки, магнитные моменты которых ориентированы противоположно, в результате чего спонтанная намагниченность образца отсутствует. Антиферромагнетизм — это также кооперативное явление, которое характеризуется дальним поряд­ком в системе магнитных моментов. Каждый ион окружен ионами с магнитными моментами, ориентированными противоположно его магнит­ному моменту. Это обусловлено тем, что обменные интегралы Аij являются отрицательными (Аij < 0) и превышают по абсолютной величине магнитокрис-таллические взаимодействия.

Магнитная восприимчивость χ антиферромаг­нетика имеет максимум при температуре Нееля ТN. При Т > ТN тепловое движение разупорядочивает дальний антиферромагнитный порядок и вещество становится парамагнетиком. Магнитная воспри­имчивость при Т > ТN удовлетворяет закону Кю­ри—Вейсса с отрицательным значением пара­магнитной температуры Кюри 0р.

Наиболее простое магнитное поведение у анти­ферромагнитных окислов (МnО, СоО, FeО) и хлори­дов Fe, Co и Ni. Некоторые 3d-элементы (Сr, α-Мn) и 4f-элементы (Pr, Nd и др.) имеют более сложные антиферромагнитные структуры, для описания ко­торых недостаточно модели двух подрешеток. Не­давно обнаружен антиферромагнетизм в полупро­водниках (халькогениды Mn, Cr, Eu и Gd). В последнее время вызывают значительный интерес антиферромагнитные редкоземельные ферриты-гранаты, в которых ионы железа замещены алюми­нием и галлием (Dy3Al5O12 и Dy3Ga5O12). В них на­блюдаются трансформации антиферромагнитной структуры при действии магнитного поля. Эти со-

единения представляют интерес в качестве магнит­ных хладоагентов для получения низких температур методом магнитного охлаждения в магнитных холо­дильных машинах.

В некоторых веществах комбинация обмена и спин-орбитального взаимодействия приводит к то­му, что магнитные моменты подрешеток становятся не строго антипараллельны, вследствие чего возни­кает слабый ферромагнитный момент M. Такие маг­нетики называют слабыми ферромагнетиками. Сла­бый ферромагнетизм антиферромагнетиков был открыт и объяснен А.С. Боровиком-Романовым и И.Е. Дзялошинским. К их числу относятся редкозе­мельные ортоферриты (TbFeO3), гематит Fe2O3, CoCO3 и др.

ФЕРРИМАГНИТНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ

Ферримагнетик, так же как и антиферромагне­тик, состоит из двух ферромагнитных подрешеток, магнитные моменты которых ориентированы на­встречу друг другу (рис. 2, а). Однако в отличие от антиферромагнетиков эти магнитные моменты не равны друг другу, в результате чего образуется ре­зультирующая спонтанная намагниченность, кото­рая исчезает выше температуры Кюри ТC. Различие магнитных моментов подрешеток обусловлено тем, что подрешетки образуются из ионов разных эле­ментов либо из ионов одного и того же элемента, но с разной валентностью. Интересно отметить, что

магнетит Fe3О4, первое сильномагнитное вещество, известное в глубокой древности, является ферри-магнетиком. Одна подрешетка магнетита образова-

СПИРАЛЬНЫЕ И ПЕРИОДИЧЕСКИЕ МАГНИТНЫЕ СТРУКТУРЫ

Спиральный магнетизм характеризуется спи­ральным расположением магнитных моментов от­носительно некоторых кристаллических осей. Он является частным случаем более общего явления — магнитного упорядочения с периодическим изме­нением компонентов атомных магнитных момен­тов вдоль кристаллографических направлений.

Наиболее простой случай таких структур — анти­ферромагнитная спираль, или геликоид. Она встре­чается в редкоземельных металлах Eu, Tb, Dy, Ho, в соединении MnAu2 и некоторых окисных соедине­ниях. Эту структуру можно представить как после­довательность атомных плоскостей, перпендику­лярных оси геликоида. Все атомы одной и той же плоскости имеют одинаково направленные магнит­ные моменты и образуют магнитный слой.

В металлических спиральных магнетиках пери­од этих структур часто не совпадает с периодом кри­сталлической решетки. Это объясняют тем, что в металлах спиральное магнитное упорядочение локализованных электронов (например, 4f-элек­тронов) зависит от специфических особенностей энергетического спектра электронов проводимо­сти (s-электроны), которые поляризуются за счет s — f-обменного взаимодействия. Спиральное рас­положение магнитных моментов 4f-электронов приводит к образованию плоскостей энергетичес­ких разрывов и энергетических щелей в энергетиче­ском спектре электронов проводимости, что суще­ственно модифицирует этот спектр.

В результате спиральное и периодическое рас­положение магнитных моментов становится энер­гетически более выгодным, чем простое ферромаг­нитное. В этом случае период магнитной структуры определяется предельным импульсом электронов проводимости — импульсом Ферми [4].

В последние годы в магнетиках было обнару­жено большое число модулированных магнитных структур, период которых не связан с периодом кристаллической решетки (несоизмеримые струк­туры). Период модуляции может непрерывно изме­няться с температурой, при этом его значения не совпадают с периодом кристаллической решетки. Однако при достижении некоторых значений, со­измеримых с периодом кристаллической решетки, период модулированной структуры в некотором интервале температур не изменяется. Другое новое явление, обнаруженное недавно, заключается в по­явлении в ряде магнетиков дополнительной моду­ляции периодической магнитной структуры (спин-слип-структуры). Здесь параллельные магнитные моменты соседних слоев как бы соединяются в не­большие блоки, а переход от одного блока к другому сопровождается поворотом магнитных моментов блоков на некоторый угол.