Однодоменное состояние

Мелкие однодоменные частицы могут существовать не только в твердотельных ферро- и ферримагнитных сплавах и соединениях, но и в магнитных жидкостях (суспензиях), к-рые получаются диспергированием ферро- или ферри-магн. частиц в однодоменном состоянии в обычных жидкостях. Именно в этих системах С. впервые наблюдался [c.25]

В однодоменном кристалле направление I задано и взаи.мная ориентация как т Е) и Е, так и р(Н) и Н полностью опрсдоляется величинами ,у, Из.иенение направления I на 180° соответствует др. магн. домену, в к-рои при неизменных относительно кристалла направлениях Е и Н векторы т(Е) и р(Н) будут направлены в противоположную сторону. Это обстоятельство используется в эксперименте для получения однодоменного состояния. Кристалл охлаждается ниже точки магн. перехода (см. Нееля точка) в присутствии пост, полей Е и Н, ориентированных так, чтобы вдоль направлений этих полей от(Е) О и р(Н) 0. В процессе перехода кристалла в магнитоупорядоченное состояние магнитоэлектрич. взаимодействия реализуют во всём объёме кристалла единственный магнитный домен, соответствующ,ий минимуму термодинамич. ио-тенциала Ф. [c.22]

При уменьшении размера ферромагнетика замыкание магнитных потоков внутри него оказывается все менее выгодным энергетически. Пока ферромагнитная частица имеет многодоменную структуру, ее взаимодействие с внешним магнитным полем сводится к смещению граничного слоя (стенки) между доменами. По мере приближения ферромагнитных частиц к однодоменному состоянию основным механизмом перемагничива-ния становится когерентное вращение большинства магнитных моментов отдельных атомов. Этому препятствуют анизотропия формы частиц, а также кристаллографическая и магнитная. При достижении некоторого критического размера частицы становятся однодоменными, что сопровождается увеличением коэрцитивной силы до максимального значения (для пере-магничивания однодоменной сферической частицы путем когерентного вращения нужно приложить обратное магнитное поле (максимальную коэрцитивную силу) Н, = 2К11 где К — константа анизотропии, /, — намагниченность насыщения). Согласно [329], наибольший размер однодоменных частиц Fe и Ni не превышает 20 и 60 нм соответственно. Дальнейшее уменьшение их размера приводит к резкому падению коэрцитивной силы до нуля вследствие перехода в суперпарамагнитное состояние. Исходя из соотношения неопределенностей Гейзенберга в [328] показано, что критический линейный размер частицы, при котором из-за тепловых флуктуаций ориентации магнитного момен- [c.94]

В работе [155] были изучены магнитные свойства сферических частиц железа диаметром 14-100 нм при температурах 4,2-300 К в полях напряженностью до 25 кЭ. Частицы были взвегпе-ны в парафине, их объемная концентрация составляла 0,01. Исследование с помощью ядерного гамма-резонанса показало, что изучаемые частицы железа не окислены. Измерения коэрцитивной силы частиц разного размера при 4,2, 77 и 300 К обнаружили отчетливый максимум Не при б 24 нм. По мнению [337] этот максимум обусловлен наложением двух процессов — увеличением Не при переходе частиц в однодоменное состояние и появлением суперпарамагнетизма у однодоменных частиц при достижении ими критического размера. Намагниченность насыщения Is даже для самых крупных частиц железа d 98 нм) была меньгпе намагниченности насыщения массивного железа при уменьгпении размера частиц примерно до 40 нм. Is сначала понижалась, а начиная с б = 35 нм оставалась постоянной. Максимум отногпения Ir/Is Цг — остаточная намагниченность) наблюдался для частиц размером до 24 нм. Согласно результатам [155] переход частиц железа из ферромагнитного в суперпарамагнитное состояние происходит при размере частиц d 24 нм. [c.111]

Для придания сегнетоэлектрику пироэлектрических свойств необходима его поляризация или монодомени-зацпя (в образце, разбитом на домены, суммарная поляризованность, а следовательно, и пирокоэффициент равны нулю). Поляризацию осуществляют путем выдержки готового детектора или выращенного кристалла под постоянным напряжением при повышенных температурах, чуть ниже 7] . Для фиксации однодоменного состояния поляризованные кристаллы иногда подвергают облучению, вводят определенные легирующие добавки или используют пару электродов из различных металлов. [c.244]

Наиболее стабильными пироэлектрическими свойствами из сегнетоэлектриков обладают кристаллы LiNbOg и LiTaOg. Ввиду высоких Гк (1200 и 610° С) они не требуют специальных приемов закрепления однодоменного состояния и могут работать при Т до 500° С. Хотя пирокоэффициент у этих кристаллов ниже, чем у ТГС (см. табл. 23.1 и рис. 23.3), но ввиду очень малого tg б и высокого удельного сопротивления они отличаются малым уровнем собственных шумов и поэтому высоким пределом чувствительности на высоких частотах. [c.244]

Если для очень тонких пленок характерно однодоменное состояние и магнитная анизотропия, ориентированная в плоскости пленки, то для закритических пленок характерна многодоменная конфигурация с микрополосовой доменной структурой (рис. 33.2). Такая структура была предсказана Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшицем. Толщина, при которой перестраивается доменная структура, находится в интервале 3 10 -н 1 10 см. [c.315]

В образцах с размером ниже определенного критического размера существование доменов и доменных границ становится энергетически невыгодным и достаточно малые ферромагнитные образцы становятся однодоменными [1-11]. Оценка критического размера одно-доменности ферромагнитной частицы в отсутствие поля проводится обычно на основе сравнения энергии частицы в однодоменном состоянии и энергии частицы с одной доменной границей, т. е. в двухдоменном состоянии. Если частица имеет форму шара с радиусом то ее магнитная энергия (в однодоменном состоянии — это магнитостатическая энергия) равна [c.31]

Высококоэрцитивное состояние таких сплавов обусловливается механизмом дисперсионного твердения (иногда такие сплавы называются сплавами дисперсионного твердения). При высоких темпера турах (1200—1300 °С) растворимость элементов неограничена и Fe—Ni—Al-сплавы находятся в однородном состоянии (а-фаза). При медленном охлаждении до определенной температуры происходит дисперсионный распад равновесной фазы на две (а и а ) фазы, причем а -фаза по своему составу близка к чистому железу и является сильномагнитной, другая фаза состоит из Ni—А1 и является слабомагнитной. Таким образом, сильномагнитная а -фаза в виде однодоменных включений распределена в немагнитной [c.106]

Сплавы называют изотропными, так как их магнитные свойства одинаковы, независимо от направления намагничивания. Основными материалами этой группы являются сплавы на основе алюминия, никеля, меди и железа. Эти сплавы отличаются высокой твердостью и хрупкостью, даже в горячем состоянии они не поддаются ковке и прокатке, магниты из них изготовляют литьем или прессованием из порошков. Получение высокой коэрцитивной силы связано с механизмом дисперсионного твердения. При определенных условиях охлаждения сплава появляются две фазы слабомагнптный твердый раствор железа и алюминия (Р -фаза) и однодоменные частицы почти [c.264]

Намагничивание высокодисперсных частиц. При уменьшении размера частиц ферромагнетика растет доля энергии, приходящ,ая- ся на стенки Блоха. Поэтому, начиная с некоторой величины частиц, энергетически выгодным становится ойно олгенное их состояние. Для сферических частиц железа лереход к однодоменной магнитной структуре происходит при радиусе частиц жО,1 мкм. Так как домен нг- магничен до насыш,ения, то каждая такая частица представляет собой очень маленький постоянный магнитик. Если большое число подобных частиц распределить в неферромагнитной среде и намагнитить в одном направлении, то можно получить сильный постоян- 308 [c.308]

Смещенная петля (рис. 18, а) имеет такую же форму, как обычная, но сдвинута относительно начала координат. Она сопутствует одновременному существованию у материала ферромагнитного и антиферромагнит-ного состояний. Эффект смещения наблюдается у однодоменных частиц ферромагнитных металлов, покрытых слоем антиферромагнетика (например, у оксидированных частиц кобальта) и у некоторых сплавов (никель — марганец, железо — алюминий, уран — марганец и др.), хотя для сплавов еще не решен вопрос о существовании дискретных ферромагнитных и антиферромагнитных областей. Для получения сдвинутой петли материал должен пройти термомагнитную обработку путем охлаждения в сильном магнитном поле (порядка 1000 кА/м) от температуры Нееля для антиферромагнетика до темпера- [c.17]

В однодоменных частицах при уменьшении поля Н, намагнитившего их под углом ср к оси лёгкого намагничивания., вектор М обратимым образом отклоняется от направления Нив полях обратного направления скачком поворачивается к направлению, близкому к Н. Дальнейшее увеличение по абс. величине Н (при Н < 0) приводит к уменьшению угла между М и Н. Участок обратимого изменения М тем меньше, чем меньше <р. При ф = о он равен нулю. В атом случае частица нере-магничжвается одним большим скачком вектора М. Причиной скачков является существование, наряду со стабильными, метастабильиых состояний и больших [c.560]

В ферромагн. образцах с размерами больше критич. размера однодоменности (см. Однодоменные частицы) при Я=0 и при темп-ре ниже Кюри точки Т, минимуму энергии кристалла обычно отвечает неоднородное магн, состояние в виде совокупности большого числа доменов с разными направлениями намагниченности М соседних областей. В монокристаллич. образцах или в крупных кристаллитах поликристалла (с размерами г>г,) такая совокупность Ф. д. формируется в соответствии с имеющимися в ферромагнетике взаимодействиями и представляет собой магнитную доменную структуру (ДС). Общая причина её возникновения, впервые указанная Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшицем в 1938, связана с уменьшение.м полной энергии образца благодаря уменьшению магнитостатической энергии за счёт дробления магн. полюсов (магн. зарядов ) на поверхностях образца. [c.302]

Как уже указывалось, уменьшение размеров однодоменной частицы приводит к переходу из ферромагнитного состояния в суперпарамагнитное. Тепловые флуктуации могут вызвать вращение магнитных моментов, если средняя тепловая энергия к Т равна или больше энергии анизотропии Е = KV (К — константа суммарной анизотропии, V— объем частицы). Полная намагниченность частицы, возникающая в достаточном для насыщения внешнем магнитном поле, после его выключения за время ре- [c.99]

Используя найденную зависимость Tq(V) и экспериментальные результаты по и размеру частиц, авторы [360] определили размерную зависимость константы анизотропии К с уменьшением размера частиц она растет и во всем изученном интервале 1,8 Л < < 4,4 нм оказывается больше, чем К массивного ГЦК-кобальта. Размерная зависимость коэрцитивной силы была измерена при 10 К, когда наночастицы всех размеров находились в ферромагнитном состоянии. Рост Я, с увеличением размера частиц п-Со вполне соответствует поведению однодоменных частиц. Результаты по размерным зависимостям Т , К, наночастиц кобальта хорошо согласуются с аналогичными данными для наночастиц других ферромагнитных металлов. Иначе обстоит дело с намагниченностью. Измерения показали, что при Т= 2 К наночастицы Со не достигают магнитного насыщения даже в поле 55 кЭ. По этой причине значения намагниченности на-сьщения /, были получены экстраполяцией зависимости /(1/Я) на бесконечно большое поле, т. е. 1/Я —> 0. Величина /.росла с уменьшением размера d и для частиц с d <3,3 нм была больше, чем в случае массивного кобальта. Намагниченность насьщения самых мелких частиц Со (li = 18 нм) была на 20 % больше, чем массивного кобальта. Увеличение магнитного момента атома кобальта в наночастицах теоретически предсказано [361, 362] и экспериментально наблюдалось [363] на кластерах кобальта. [c.101]

По-видимому, причиной сильного уширения линий ФМР является сложное кластерное строение аэрозольных частиц ферромагнетиков. Об этом свидетельствует наблюдаемое при Я 2000 Э поглощение СВЧ-энергии в образцах Ni [596, 597] (рис. 142), обычно приписываемое многодоменному состоянию, которое, однако, не должно иметь места в использованных частицах, имеющих средний диаметр (— 500 А) меньше критического диаметра (Z)<, = 600 А) абсолютной однодоменности. Очевидно, и в экспериментах Бэггали широкие линии ФМР объясняются кластерным строением исследуемых частиц, поскольку идеальные нитевидные монокристаллы имеют очень узкие линии ФМР, а дипольное взаимодействие частиц в значительной мере исключается благодаря низкой объемной концентрации их в парафине, не превышающей 10 %. [c.325]

Как уже указывалось, уменьшение размеров однодоменной частицы приводит к переходу из ферромагнитного в суперпара-магнитное состояние. Тепловые флуктуации могут вызвать вра-гцение магнитных моментов, если средняя тепловая энергия квТ равна или больше энергии анизотропии Е = KV где К — кон- [c.113]

На недостаточность рассмотрения только одного размерного фактора при определении принадлежности системы к наномиру было отмечено в ряде работ [8-12]. М.И, Алымовым обращено внимание на тот факт, что при идентификации НСМ следует учитывать, кроме размерного фактора, также и состояние границ раздела с учетом плотности дислокаций. Сделан вывод, что к НСМ следует отнести только материалы с больщеугловыми границами [8,9]. И.Д. Морохов и др. [10] относят к НСМ материалы, у которых наибольший размер одного из структурных фрагментов меньще либо равен размеру, характерному для физического явления, например для прочностных свойств - размер бездефектного кристалла, для магнитных свойств - размер однодоменного кристалла для электропроводности - длина свободного пробега электронов. По физической классификации наноматериалов предельные значения размеров структурных элементов различны для разных свойств и материалов [10]. В табл. 5.1. приведены расчетные значения размеров частиц и зерен, в которых отсутствуют призматические дислокационные петли и краевые дислокации. Экспериментальные исследования структуры малых частиц методами просвечивающей электронной микроскопии показали отсутствие в них дислокаций. [c.150]

Было проведено довольно много исследований магнитных совокупностей мелких частиц в немагнитных металлах, причем использовались результаты теории магнетизма для мелких частиц. Например, сюда относится изучение ферромагнитных выделений в меди с малыми добавками кобальта или железа [22]. В этих системах происходит выделение магнитных частиц субмикроско-пического размера, и магнитный анализ позволяет определить размер, форму и распределение частиц описанным выше методом. Коэрцитивная сила такой системы обычно возрастает в результате термообработки, при которой происходит выделение частиц. При этом коэрцитивная сила достигает максимума, когда частицы приобретают однодоменный размер, ц падает, когда размер частиц в результате их роста превышает критический. Поскольку на ранней стадии зародыши магнитных выделений очень малы, возникает состояние, при котором внутри каждой частицы спины ориентированы так, что частица является магнитной, но тепловая энергия кТ больше, чем силы анизотропии, удерживающие спины в данном направлении. Такая совокупность частиц (каждая из которых может рассматриваться как ферромагнитная, но с изменяющейся намагниченностью) ведет себя подобно парамагнитному веществу с большим парамагнитным моментом. Это явление называется суперпарамагнетизмом. Оно было впервые предсказано Неелем в 1949 г. [15] при объяснении некоторых вопросов магнетизма горных пород и использовано впоследствии другими авторами для анализа мелких частиц и мелких магнитных выделений. [c.302]

Здесь мартенситное превращение рассматривается как фазовый переход первого рода [172], в результате которого образуется макроскопи- чески однородная, монокристаллическая, однодоменная и неискаженная фаза. При этом состояние системы характеризуется удельным термодинамическим потенциалом <Ра = <р (Т,Р ), являющимся функцией температуры Т, давления Р (в общем случае вместо Р следует использовать тензор напряжений и внутреннего параметра — собственной деформации мартенситного превращения е [172], Если величины Т,Р представляют независимые параметры состояния, то равновесное значение Со = о( параметра мартенситного превращения фиксируется условием равновесия д<р /д р = О, причем для его устойчивости требуется д щ/де ,р > О [17]. Данный подход позволяет представить характерную черту мартенситного превращения — сосуществование фаз. В этом случае неоднородность системы, характеризуемая координатной зависимостью определяется средним по объему кристалла е(,(г)р, которое, очевидно, сводится к объемной доле мартенситной фазы р. В макроскопическом приближении средний термодинамический потенциал неоднородной системы = <Ра(Т, Р, (,(г)) имеет вид [c.182]

Второе требование к материалам для ЗУ — высокое быстродействие. Быстродействие определяется временем переключения (переио-ляризации) т сегнетоэлектрика из одного состояния (например, —Р ) в другое (- rPs)- Процесс переключения происходит вследствие зарождения в однодоменном образце доменов противоположной полярности и их прорастания. Время переиоляризации т складывается из времени появления зародышей новых доменов (обычно в приэлектродных областях или на дефектах) и времени их последующего прорастания Tj т = Tj Ч- Tj. [c.216]

Вторым основным положением является существование в ферромагнетиках доменной структуры. Предположение об этом возникло в связи с необходимостью объяснения того факта, что если ферромагнетик не был предварительно намагничен, то его результирующий магнитный момент равен нулю. А это противоречит наличию спонтанного намагничивания. Однако такое противоречие можно устранить, если предположить, что весь объем ферромагнетика самопроизвольно разбивается на большое число локальных областей — доменов, каждый из которых находится в состоянии технического насыщения М = = М , и направления магнитных моментов всех доменов равновероятны. Тогда внутри образца образуются замкнутые магнитные цепочки и его результирующий магнитный момент будет равен нулю (доменная структура с замкнутой магнитной цепью). Существование доменов было подтверждено экспериментально — эффект Баркгаузе-на, порошковые фигуры Аку л ова — Биттера и др. Линейные размеры домена составляют от тысячных до десятых долей миллиметра, магнитный момент его около 10 магнитного момента отдельного атома. Домены разделены между собой граничными станками (стенками Б л о х а), в которых происходит постепенное изменение направления вектора намагниченности одного домена по отношению к направлению вектора намагниченности соседнего домена. Доменная структура с замкнутой магнитной цепью является не единственной в зависимости от размеров образца, его физических свойств и ряда других причин существуют разные структуры однодоменные, полосовые, лабиринтные, цилиндрические и т. д. [c.276]

Для первых двух групп физические процессы образования высококоэрцитивного состояния зависят от тех же причин, что и для монолитных магнитов для двух других групп необходимым условием получения высокоэрцитивных свойств является измельченное до определенной степени дисперсии состояние, которому соответствует однодоменная структура (см. гл. 27). [c.322]

При нарушении условия (13) Е-фаза локально нестабильна относительно перехода в П-фазу. Если при этом реализуется случай легкой оси < а < /5 + 1), то из-за нарушения критерия (14) наиболее устойчивым будет состояние многодоменной 1)-фазы рассмотренного выше типа. В случае же легкой плоскости /З > а) абсолютно стабильным будет состояние однодоменной 1)-фазы. [c.208]

Смотреть страницы где упоминается термин Однодоменное состояние : [c.88] [c.225] [c.118] [c.399] [c.399] [c.97] [c.314] [c.108] [c.407] [c.230] [c.97] [c.669] [c.22] [c.533] [c.186] [c.289] [c.298] [c.368] [c.31] [c.109] [c.115] [c.182] [c.323] [c.344] [c.83]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...