книги / Фейнмановские лекции по физике. Вып. 7 Физика сплошных сред

Но это еще не все. Нам известно еще, что намагниченность в воз­ душной щели пренебрежимо мала, так что Я2=Я*. А так как Bt=* =В„ то уравнение (36.26) принимает вид

Остаются еще два неизвестных. Чтобы найти Вг и Я 2, необходимо еще одно соотношение, которое связывает В с Я в железе.

Если можно приближенно считать, что В2= р Я а, то уравнение разрешается алгебраически. Рассмотрим более общий случай, для которого кривая намагничивания железа имеет вид, изобра­ женный на фиг. 36.8. Единственное, что нам нужно,— это найти совместное решение этого функционального соотношения с уравнением (36.27). Его можно найти, строя зависимость (36.27) на одном графике с кривой намагничивания, как это сделано на фиг. 36.12. Точки, где эти кривые пересекутся, и будут нашими решениями.

Для данного тока / уравнение (36.27) описывается прямой

линией, обозначенной / > 0 на фиг. 36.12. Эта линия пересекает ось Я (В * = 0) в точке Я 2= Я //е вс®/а и имеет наклон — IJh.

Различные величины токов приводят просто к горизонтальному сдвигу этой линии. Из фиг. 36.12 мы видим, что при данном токе существует несколько различных решений, зависящих от того, каким образом вы получили их. Если вы только что построили магнит и включили ток /, то поле £ а (которое равно В2) будет иметь величину, определяемую точкой а. Если вы сначала уве­

личили ток до очень большой величины, а затем понизили до /, то значение поля будет оп­ ределяться точкой Ъ. А если,

увеличивая ток от большого

отрицательного значения, вы дошли до I, то поле опреде­

ляется точкой с. Поле в за­

зоре зависит от того, как вы поступали в прошлом.

Если ток в магните равен нулю, то соотношение между

Ф и г . 3 6 .1 2 . О пределение поля в влект р о м а гн и т е .

151

Б , и Я , в уравнении (36.27) изображается кривой, обозначенной /•= 0 нафйг. 36.12. Здесь опять возможны различные решения. Если вы первоначально «насытили» железо, то в магните может сохра­ ниться значительное остаточное поле, определяемое точкой d,

Вы можете снять обмотку и получить постоянный магнит. Не­

трудно понять, что для хорошего постоянного магнита необхо­ дим материал с широкой петлей гистерезиса. Такую очень широ­

кую петлю имеют специальные сплавы, подобные Алнико V.

§ 6. Спонтанная намагниченность

Обратимся теперь к вопросу, почему в ферромагнитных мате­ риалах даже малые магнитные поля приводят к такой большой намагниченности. Намагниченность ферромагнитных материа­ лов типа железа или никеля образуется благодаря магнитным моментам электронов одной из внутренних оболочек атома. Магнитный момент р. каждого электрона равен произведению д/2т на g -фактор и момент количества движения J. Для отдель­

ного электрона при отсутствии чисто орбитального движения g=2, а компонента J в любом направлении, скажем в направ­ лении оси г, равна ±Й72, так что компонента ц в направлении оси г будет

В атоме железа вклад в ферромагнетизм фактически дают толь­ ко два электрона, так что для упрощения рассуждений мы будем говорить об атоме никеля, который является ферромагнетиком, подобно железу, но имеет на той же внутренней оболочке только один «ферромагнитный» электрон. (Все рассуждения нетрудно затем распространить и на железо.)

Все дело в том, что точно так же, как и в описанных нами па­ рамагнитных материалах, атомные магнитики в присутствии внешнего магнитного поля В стремятся выстроиться по полю, но их сбивает тепловое движение. В предыдущей главе мы выяс­ нили, что равновесие между силами магнитного поля, старающи­ мися выстроить атомные магнитики, и действием теплового дви­ жения, стремящегося их сбить, приводит к тому, что средний магнитный момент единицы объема в направлении В оказывается равным

где под Ва мы подразумеваем поле, действующее на атом, а под kT — тепловую (больцмановскую) энергию. В теории парамаг­ нетизма мы в качестве Ва использовали само поле В, пренебрегая

152

при этом частью поля, действующего на каждый атом со стороны соседнего. Но в случае ферромагнетиков возникает усложнение. Мы уже не можем в качестве поля Ва, действующего на индивиду­

альный атом, брать среднее поле в железе. Вместо этого нам сле­

дует поступить так же, как это делалось в случае диэлектрика: нам нужно найти локальное поле, действующее на отдельный атом.

При точном решении нам следовало бы сложить вклады всех полей от других атомов кристаллической решетки, действующих иа рассматриваемый нами атом. Но подобно тому как мы поступа­ ли в случае диэлектрика, сделаем приближение, состоящее в том, что поле, действующее на атом, будет таким же, как и в маленькой сферической полости внутри материала (предполагая при этом, как и раньше, что моменты соседних атомов не изме­ няются из-за наличия полости).

Следуя рассуждениям гл. 11 (вып. 5), мы можем надеяться, что должна получиться формула

1 м ®полость= ® Н з £оСг (неверно!),

похожая на формулу (11.25). Но это будет неправильно. Однако мы все же можем использовать полученные там результаты, если тщательно сравним уравнения из гл. 11с уравнениями ферромаг­ нетизма, которые мы напишем сейчас. Сопоставим сначала соот­ ветствующие исходные уравнения. Для областей, в которых токи проводимости и заряды отсутствуют, мы имеем:

Эти два набора уравнений можно считать аналогичными, если мы чисто математически сопоставим

Другими словами, если уравнения ферромагнетизма записать как

то они будут похожи на уравнения электростатики.

153

В прошлом это чисто алгебраическое соответствие доставило

нам некоторые неприятности. Многие начинали думать, что именно Н и есть магнитное поле. Но, как мы уже убедились,

физически-фундаментальными полями являются Е и В, а поле Н — понятие производное. Таким образом, хотя уравнения

и аналогичны, физика их совершенно различна. Однако это не

может заставить нас отказаться от принципа, что одинаковые уравнения имеют одинаковые решения.

Теперь можно воспользоваться нашими предыдущими ре* зультатами о полях внутри полости различной формы в диэлект­ риках, которые приведены на фиг. 36.1, для нахождения поля Н. Зная Н, можно определить и В. Например, поле Н внутри иглообразной полости, параллельной М (согласно результату, приведенному в § 1), будет тем же самым, что и поле Н внутри

“ полость— “ материал*

Но поскольку в нашей полости М равна нулю, то мы получаем

^полость = ^материал

С другой стороны, для дискообразной полости, перпендикуляр* ной М,

^ПОЛОСТЬ — ^ д и эл

Наконец, для сферической полости аналогия с уравнением (36.3) дала бы

Результаты для магнитного поля, как видите, отличаются от тех, которые мы имели для электрического поля.

Конечно, их можно получить и более физически, непосред­ ственно используя уравнения Максвелла. Например, уравнение

154

риале, а наполовину — вне его.) Подобным же образом .вы мо­ жете получить уравнение (36.33), воспользовавшись контурным интегралом по пути, который туда идет по полости, а назад воз­ вращается через материал. Физически поле в полости уменьша­ ется благодаря поверхностным токам, определяемым как VxM. На вашу долю остается показать, что уравнение (36.35) можно получить, рассматривая зффекты поверхностных токов на грани­ це сферической полости.

При нахождении равновесной намагниченности из уравнения (36.29)' удобнее, оказывается, иметь дело с Н, поэтому мы пишем

В приближении сферической полости коэффициент А, следует взять равным V,, но, как вы увидите позже, нам придется поль­ зоваться несколько другим его значением, а пока оставим его как подгоночный параметр. Кроме того, все поля мы возьмем в одном и том же направлении, чтобы нам не нужно было заботить­ ся о направлении векторов. Если бы теперь мы подставили урав­ нение (36.36) в (36.29), то получили бы уравнение, которое свя­ зывает намагниченность М с намагничивающим полем Я:

Однако это уравнение невозможно решить точно, так что мы бу­ дем делать это графически.

Сформулируем задачу в более общей форме, записывая урав­

гдеЛ!я>с — намагниченность насыщения, т. е. Яр, ах — величи­ на \iBJkT. Зависимость М/М„зс от х показана на фиг. 36.13

(кривая а). Воспользовавшись еще уравнением (36.36) для Ва, можно записать х как функцию отМ:

<З Ы 4 >

Эта формула определяет линейную зависимость между М/Мише

и х при любой величине Я. Прямая пересекается с осью х в точке х—цН/kT, и наклон ее равен е0саАГ/рШи,с. Для любого частно­

го значения Я это будет прямая, подобная прямой bна фиг. 36.13. Пересечение кривых анЬ дает нам решение для М1МЛК. Итак,

задача решена.

155

Ф и г. 36.13. Графическое реше. ние уравнений (36.37) и (36.38),

Посмотрим теперь, год­ ны ли эти решения при различных обстоятельст­ вах. Начнем с Я = 0 . Здесь представляются две воз­

можности, показанные кривыми bi и 6* на фиг. 36.14. Обратите

внимание, что наклон прямой (36.38) пропорционален абсолют­ ной температуре Т. Таким образом, при высоких температурах

получится прямая, подобная bt. .Решением будет только М/Мяяс=0. Иначе говоря, когда 'намагничивающее поле Н равно нулю, намагниченность тоже равна нулю'. При низких температурах мы получили бы линию типа Ь, и стали возможны два решения для ЛМ4И1С: одно М/МИЯС= 0, а другое М/Мяи

порядка единицы. Оказывается, что только второе решение ус­ тойчиво, в чем можно убедиться, рассматривая малые вариации

вокрестности указанных решений.

Всоответствии с этим при достаточно низких температурах магнитные материалы должны намагничиваться спонтанно.

Короче говоря, когда тепловое движение достаточно мало, то взаимодействие между атомными магнитиками заставляет их вы­ страиваться параллельно друг другу, получается постоянно на­ магниченный материал, аналогичный постоянно поляризован­ ным сегнетоэлектрикам, о которых мы говорили в гл. 11 (вып. 5).

Если мы отправимся от высоких температур и начнем дви­ гаться*вниз, то при некой критической температуре, называемой

Ф и г . 36.14. Определение н а м »

ничгнности при Н — 0.

О

156

линии bi, касательной к кривой а, наклон которой равен единице.

Так что температура Кюри определяется из равенства

При желании уравнение (36.38) можно записать в более простом виде через Тс:

Что же получается для малых намагничивающих полей Я? Из фиг, 36.14 нетрудно понять, что получится, если нашу пря­ мую линию сдвинуть немного направо. В случае низкой темпе­ ратуры точка пересечения немного сдвинется направо по слабо наклоненной части кривой а и изменения М будут сравнительно

невелики. Однако в случае высокой температуры точка пересе­ чения побежит по крутой части кривой а. и изменения М станут

относительно быстрыми. Эту часть кривой мы фактически можем приближенно заменить прямой линией а с единичным наклоном

и написать

л ___ . tiff . Тс { м \

Мы получаем закон, несколько напоминающий закон для пара­

Отличие состоит, в частности, в том, что мы получили намагни­ ченность как функцию Я, с учетом взаимодействия атомных

магнитиков, однако главное то, что намагниченность обратно про­ порциональна разности температур Т и Тс, а не просто абсолют­

ной температуре Т. Пренебрежение взаимодействием между со­

седними атомами соответствует Я=0, что, согласно уравнению (36.39), означает Тс—0. Результат при этом получится в точности

таким же, как и в гл. 35.

Нашу теоретическую картину можно сверить с эксперимен­ тальными данными для никеля. На опыте обнаружено, что фер­ ромагнитные свойства никеля исчезают, когда температура под­ нимается выше 63 ГК . Это значение можно сравнить со значени­ ем Тс, вычисленным из равенства (36.39). Вспоминая, что МШ1С=*

=|дЯ, мы получаем

157

Из плотности и атомного веса никеля находим

ЛГ = 9 ,М 0 2в/ г з .

Авычисление р, из уравнения (36.28) и подстановка Х,=1/3 дает

Тс= 0,24° К.

Различие с экспериментом примерно в 2600 раз! Наша теория ферромагнетизма полностью провалилась!

Можно попытаться «подправить» нашу теорию, как это сделал Вейсс, предположив, что по каким-то неизвестным причинам А равно не */<, а (2600)-V*, т. е. около 900. Оказывается, что подоб­ ная величина получается и для других ферромагнитных материа­ лов типа железа. Вернемся к уравнению (36.36) и попробуем по­ нять, что это может означать? Мы видим, что большая величина А означает, что Ва (локальное поле, действующее на атом) должно

быть больше, много больше, чем мы думали. Фактически, запи­ сывая Н=В—Л1/е0са, мы получили

В соответствии с нашей первоначальной идеей, когда мы прини­ мали А=*/*, локальная намагниченность М уменьшает эффек­

тивное поле Ва на величину — 2Л1/Зе0. Даже если бы наша

модель сферической полости была не очень хороша, мы все равно ожидали бы некоторого уменьшения. Вместо того чтобы объяснить

явление ферромагнетизма, мы вынуждены считать, что намагни­ ченность увеличивает локальное поле в огромное число раз: в

тысячу и даже больше. По-видимому, не существует какого-то разумного способа для создания действующего на атом поля та­ кой ужасной величины, ни даже поля нужного знака! Ясно, что наша «магнитная» теория ферромагнетизма потерпела досадный

провал. Мы вынуждены заключить, что в ферромагнетизме мы имеем дело с какими-то немагнитными взаимодействиями между

вращающимися электронами соседних атомов. Это взаимодейст­ вие должно порождать у соседних спинов сильную тенденцию.к выстраиванию в одном направлении. Мы увидим позднее, что это взаимодействие связано с квантовой механикой и принципом запрета Паули.

И, наконец, посмотрим, что происходит при низких темпера­ турах, когда Т<.ТС. Мы видели, что даже при Я = 0 в этом слу­

чае должна существовать спонтанная намагниченность, опреде­ ляемая пересечением кривых а и Ьл на фиг. 36.14. Если мы, изменяя наклон линии Ьи будем находить М для различных тем­

ператур, то получим теоретическую кривую, показанную на фиг. 36.15. Для всех ферромагнитных материалов, атомные мо­ менты которых обусловлены одним электроном, эта кривая

158

токи, текущие внутри материала и порождаю­ щие магнетизм, а затем стали их описывать через объемную плотность токов jMar= V x M . Заметьте, что эти токи нереальные. Даже когда

намагниченность вещества однородна, токи в нем на самом деле не исчезают полностью: кру­

говые токи электрона в одном атоме и круговые токи электрона в другом атоме, перекрываясь, не дают в сумме точно нуль. Даже внутри

каждого отдельного атома распределение магне­ тизма не очень гладкое. В атоме железа, напри­

мер, намагниченность распределена более или менее по сферической поверхности не слишком близко к ядру, но и не слишком далеко от него. Таким образом, магнетизм в веществе— вещь довольно сложная в своих деталях и весьма нерегулярная. Но сейчас мы должны об этих сложностях забыть и рассматривать явление, пользуясь более грубой усредненной моделью.

* Литература: Ch. К i 11 е 1, Introductionto Solid State Physics, 2nd ed;, New York, 1956. (Имеется пере­ вод: Ч. К и т т е л ь, Введение в физику твердого тела, Фиэматгиз,' М., 1962.— Ред.)

160