Geoselect : Физика : Реферат: Магнитные материалы для микроэлектроники (Физика)


	Физика / Реферат: Магнитные материалы для микроэлектроники (Физика)


	Космонавтика Уфология Авиация Административное право Арбитражный процесс Архитектура Астрология Астрономия Аудит Банковское дело Безопасность жизнедеятельности Биология Биржевое дело Ботаника Бухгалтерский учет Валютные отношения Ветеринария Военная кафедра География Геодезия Геология Геополитика Государство и право Гражданское право и процесс Делопроизводство Деньги и кредит Естествознание Журналистика Зоология Инвестиции Иностранные языки Информатика Искусство и культура Исторические личности История Кибернетика Коммуникации и связь Компьютеры Косметология Криминалистика Криминология Криптология Кулинария Культурология Литература Литература : зарубежная Литература : русская Логика Логистика Маркетинг Масс-медиа и реклама Математика Международное публичное право Международное частное право Международные отношения Менеджмент Металлургия Мифология Москвоведение Музыка Муниципальное право Налоги Начертательная геометрия Оккультизм Педагогика Полиграфия Политология Право Предпринимательство Программирование Психология Радиоэлектроника Религия Риторика Сельское хозяйство Социология Спорт Статистика Страхование Строительство Схемотехника Таможенная система Теория государства и права Теория организации Теплотехника Технология Товароведение Транспорт Трудовое право Туризм Уголовное право и процесс Управление Физика Физкультура Философия Финансы Фотография Химия Хозяйственное право Цифровые устройства Экологическое право


	Реферат: Магнитные материалы для микроэлектроники (Физика) МИНИСТЕРСТВО НАУКИ И ОБРАЗОВАНИЯ УКРАИНЫ СУМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ Кафедра физической электроники РЕФЕРАТ по курсу: ''ЭДСС'' на тему: ''Магнитные материалы для микроэлектроники'' Выполнил студент группы ФЭ-01 Захаров И. В. СУМЫ - 2003 План ВВЕДЕНИЕ МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ УСТРОЙСТВ НА ЦМД МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ МАГНИТООПТИЧЕСКИХ УСТРОЙСТВ ПЛЕНКИ ДЛЯ ТЕРМОМАГНИТНОЙ ЗАПИСИ ВВЕДЕНИЕ С прогрессом электронной техники предъявляются новые требования к магнитным материалам. Это обусловлено и миниатюризацией устройств, и необходимостью разработки запоминающих и логических элементов большой емкости и быстродействия при малом весе. Необходимы магнитные материалы, прозрачные в оптическом и ИК-диапазоне, обладающие большой коэрцитивной силой, намагниченностью насыщения, сочетающие в себе магнитные и полупроводниковые свойства. Многие такие материалы можно создать на основе редкоземельных материалов. МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ УСТРОЙСТВ НА ЦМД Для генерирования цилиндрических магнитных доменов используются тонкие магнитные пленки феррит-гранатов R3Fe5O12 и ортоферритов RFeO3. Первые содержат домены с размерами до 1 мкм, что позволяет получить плотность размещения информации до 107 бит/cм2, вторые обладают рекордно высокими скоростями передвижения до 104 м/с. Идея записи на ЦМД состоит в том, что двоичное число можно представить цепочкой ЦМД, где логическая "1" - наличие ЦМД, "О" - отсутствие. Осуществление логических операций с помощью ЦМД-устройств основывается на возможности движения ЦМД в пленке в двух, трех и т.д. направлениях. В технике обычно используются монокристаллические пленки, выращиваемые на немагнитной подложке, кристаллическую структуру и постоянную решетки подложки подбирают в соответствии с требуемой структурой получаемой пленки. В последнее время начали использовать аморфные магнитные пленки сплавов переходных металлов с РЗ металлами типа Gd-Go и Gd-Fe, в которых возможно получение ЦМД с диаметром < 1 мкм, что позволяет повысить плотность записи информации до 109 бит/см2. Их отличают также простота изготовления, относительно низкая стоимость. Недостатком таких пленок является их низкая термостабильность. Все материалы-носители ЦМД характеризуются большой одноосной магнитной анизотропией. Чем больше поле анизотропии, тем ближе направление намагниченности ЦМД к нормали плоскости пластины и тем меньше отклонение формы стенок ЦМД от цилиндрической., Для одноосных кристаллов напряженность поля анизотропии, необходимая для зарождения изолированного домена, оценивается по формуле [pic] где К, — константа одноосной анизотропии, составляющая в среднем для ЦМД- материалов 103—104 Дж/м3; ls - намагниченность насыщения, равная при комнатных температурах в среднем 104А/м. В ЦМД-материалах Hа=105-М07 А/м. В ряде ЦМД-материалов наблюдаются небольшие отклонения от одноосности, обусловленные орторомбической и кубической симметрией вещества. Отношение поля анизотропии к намагниченности насыщения определяет фактор качества магнитоодноосного кристалла: [pic] Фактор качества — количественная оценка жесткости ориентации магнитного момента домена в направлении нормали к плоскости пластины — должен быть существенно больше единицы. На практике требуется иметь значения q не менее 3—5. Верхний предел ограничен требуемым быстродействием устройств (см. ниже). Для оценки свойств материалов, содержащих ЦМД, введено понятие характеристической длины 10 [pic] где[pic]—удельная энергия доменной границы, Дж/м2; A'—A/а — обменная константа, примерно равная для ЦМД-материалов 10~10— 10-11 Дж/м. Характеристическая длина lо имеет размерность длины и связана с толщиной h пластины и диаметром D домена. С точки зрения увеличения плотности размещения информации желательно, чтобы диаметр домена был как можно меньше. Минимально достижимый диаметр домена при заданном материале Amin=3,9lo имеет место для пластин (пленок) толщиной A = 3,3lо. В технических устройствах, где используют ЦМД, рекомендуется выбирать h~4l0, так как при этом способность доменов восстанавливаться после флуктуации наиболее сильно выражена. При h = 4*l0 поле, соответствующее середине области устойчивых цилиндрических доменов, H=0,28l3> а диаметр доменов в этом поле D —8l0. Уменьшение размера ЦМД достигается применением материалов с малым lо. Из следует, что увеличение намагниченности материала способствует этому в большей степени, чем снижение А . Действительно, снижение фактора качества q ухудшает условия статической устойчивости ЦМД. Уменьшение обменной константы А' нецелесообразно, поскольку при этом снижается температурная устойчивость ЦМД. Минимальный размер домена, полученный в настоящее время в аморфных и гексагональных ферромагнетиках, составляет около 0,08 мкм. Температурный диапазон устойчивости ЦМД-структур достаточно широк (—50 + 60° С). Точка Нееля большинства современных ЦМД-материалов лежит в пределах 560—720 К. Важной характеристикой материалов для ЦМД-устройств является коэрцитивная сила Нс, во многом определяющая подвижность доменов. Чем меньше Не, тем выше быстродействие ЦМД-устройства. Скорость перемещения домена также зависит от подвижности доменной границы urp. игр обратно пропорциональна фактору качества q. Поэтому материалы, обладающие большими значениями q, не отвечают требованиям высокого быстродействия ЦМД- устройств. ЦМД могут быть получены во многих магнитных материалах, обладающих сильной одноосной анизотропией. Ортоферриты RFeO3 — первые материалы, на которых были изучены ЦМД. В настоящее время эти материалы в промышленных ЦМД-устройствах практически не применяются, поскольку диаметр ЦМД ортоферритов порядка 80—100 мкм не позволяет обеспечить высокую плотность записи информации. Однако в ряде случаев ор-тоферриты, обладающие высокими магнитооптическими параметрами, сохранили свои позиции. Их применяют в виде пластинок, вырезанных определенным образом из монокристалла и доведенных посредством механической полировки до нужной толщины. Монокристаллы ортоферритов получают обычными способами (см. § 2.20). Одним из наиболее перспективных считают выращивание монокристаллов из расплава с применением бестигельной зонной плавки и радиационного нагрева. Этот метод включает изготовление исходных для выращивания монокристаллов поликристаллических заготовок в виде цилиндрических стержней методами керамической технологии. Процесс кристаллизации осуществляется следующим образом. Из предварительно полученного любым методом монокристалла вырезают вдоль определенного кристаллографического направления затравку, которую закрепляют на керамическом или сапфировом держателе. По оси затравки с высокой точностью устанавливают исходный поликристаллический стержень. Камера герметизируется, продувается и подключается к системе давления кислорода. Затравку и питающий стержень приводят во вращение, сближают до минимального расстояния и нагревают по определенному режиму. В месте сближения затравки и стержня образуется расплавленная зона. При медленном (5—10 мм/ч) перемещении стержней относительно зоны па затравке начинается кристаллизация. После окончания процесса выращивания кристалл подвергают отжигу для уменьшения He извлекают из кристаллизационной камеры и отрезают от затравки. Таким образом можно получить монокристаллы в виде цилиндров диаметром до 8 мм и длиной до 80 мм. Ферриты-гранаты со структурной формулой RзFе5012 содержат домены с диаметром порядка не более нескольких микрометров, что позволяет получить плотность размещения информации 105 бит/см2 и даже выше. Однако подвижность доменных границ этой группы материалов ниже, чем у ортоферрптов, и приблизительно равна 0,025 м2/(А-с). Толщина пластинок из ферритов-гранатов должна быть порядка микрометра. Такие тонкие пластины механической обработкой получить нельзя. Поэтому вместо пластин применяют монокристаллические пленки, изготовляемые эпитаксиальным методом — наращиванием пленки па немагнитной подложке. Кристаллическую структуру и постоянную решетки подложки подбирают в соответствии с требуемой структурой получаемой пленки. Изготовление пленок эпитаксиальным методом производят путем химического осаждения металлов, входящих в состав граната, в виде галогенидных паров на монокрпсталлпческую немагнитную подложку либо путем погружения подложки и расплав соответствующих оксидов граната. Способ эпитаксии из газовой фазы обеспечивает получение пленок более высокого качества, однако эпитаксия из жидкой фазы не требует сложных установок и более технологична. Промышленное изготовление тонких пленок производят методом изотермической эпитаксии из переохлажденного расплава. Недостаток эпитаксиальных пленок заключается в сравнительно высокой стоимости изготовления и обработки подложки. Необходимая для образования ЦМД одноосная анизотропия возникает в процессе технологии изготовления пленок и обусловлена механическими напряжениями, которые появляются из-за неполного соответствия постоянных решетки подложки и эпитаксиального слоя, а также вследствие влияния небольших примесей свинца пли висмута, которые попадают в пленку из расплава. Для подавления твердых ЦМД принимают специальные технологические меры, направленные на создание определенной структуры доменной стенки: ионное внедрение или покрытие поверхности пленки феррита-граната тонкой пленкой пермаллоя. При ионной имплантации вследствие бомбардировки пленки ионами с высокой энергией на ее поверхности образуется замыкающий магнитный слой толщиной меньше 1 мкм, намагниченность которого вследствие возникающих механических напряжений направлена перпендикулярно намагниченности ЦМД и лежит в плоскости пленки. Наиболее простым способом подавления твердых ЦМД является отжиг пленок в инертной среде при 1100° С. Аморфные магнитные пленки сплавов переходных металлов с редкоземельными металлами типа Gd-Co и Gd-Fe являются сравнительно новыми перспективными доменосодержащими материалами с диаметром ЦМД меньше 1 мкм, что позволяет повысить плотность записи информации до 109 бит/см2. Их отличают также простота изготовления, относительно низкая стоимость, поскольку свойства аморфных материалов в отличие от эпитаксиалыных пленок слабо зависят от материала и качества подложки. Магнитоупорядоченные интерметаллическне пленки GdCo3 и GdFe2 обеспечивают существование устойчивых ЦМД при определенном соотношении между компонентами состава, определенной толщине пленки и соответствующих условиях выращивания. Пленки производят чаще всего методом радиочастотного распыления на подложки из стекла пли электролитическим осаждением па подложки из меди. Гексагональные ферриты со структурными формулами характеризуются высокой намагниченностью насыщения, высоким фактором качества, но их низкая подвижность ограничивает область применения этих материалов. МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ МАГНИТООПТИЧЕСКИХ УСТРОЙСТВ Ряд веществ, в том числе ферромагнетики, обладают магнитной оптической активностью. Наведенная магнитным полем оптическая активность проявляется и двух эффектах - Фарадея и Керра. Эффект Фарадея сводится к повороту плоскости линейной поляризации светового луча, проходящего через магнитооптическую среду. Угол поворота при направлении магнитного поля вдоль луча пропорционален напряженности магнитного поля. Нечто похожее наблюдается и при отражении линейно поляризованного луча света от поверхности ферромагнитного материала в присутствии магнитного поля. Этот эффект именуют эффектом Керра. Прошедший или отраженный свет несет, таким образом, информацию о текущем значении напряженности магнитного поля на поверхности ферромагнитного материала, зафиксированную углом поворота плоскости поляризации луча. Модуляцию луча по поляризации следует преобразовать в модуляцию но интенсивности. Эта операция может быть выполнена чисто оптическими средствами. .Для этого достаточно магнитооптический элемент поместить (по лучу) между скрещенными поляризаторами (направления пропускания линейно поляризованного света поляризаторов перпендикулярны). Систему скрещенных поляризаторов принято называть поляризационным микроскопом. Эта система, в принципе, не пропускает свет. Однако, если в такой микроскоп ввести оптически активную среду, то часть света, пропорциональная квадрату синуса угла поворота плоскости поляризации, пройдет через систему. Итак, с помощью эффекта магнитооптической активности удается промодулировать свет по интенсивности приблизительно пропорционально квадрату напряженности магнитного поля. Магнитооптические эффекты применяются при считывании информации с магнитооптических дисков. РЗ ортоферриты и ферриты-гранаты являются одними из лучших магнитооптических (МО) материалов, что обусловлено высокой прозрачностью для видимого и ближнего ИК-диапазонов, значительной величиной эффекта Фарадея и большим значением коэффициента оптической добротности (отношение угла фарадеевского вращения к коэффициенту поглощения). Монооксид европия обладает рекордными значениями величины фарадеевского вращения (до 106 градЧ см), что делает его очень перспективным для применения в качестве магнитооптического материала. Принцип действия магнитооптических устройств основан на использовании различных магнитооптических эффектов (Фарадея, Керра) в доменных структурах, перестраиваемых под воздействием внешних полей (тепловых, магнитных и т.д.). Например, МО-модулятор осуществляет пространственную модуляцию световой волны при прохождении ее через перемагничиваемую доменную структуру тонкой магнитной пленки. Принцип модуляции основан на периодическом повороте плоскости поляризации света в пленке при подаче периодического управляющего сигнала в обмотку управления. Полученную фазовую модуляцию светового пучка с помощью анализатора преобразуют в амплитудную. Из других МО-устройств можно выделить оптические ЗУ, МО-устройства сканирования света и ряд других. Пригодность магнитных материалов для создания на их основе магнитооптических устройств зависит от совокупности магнитооптических свойств. Магнитооптические свойства оценивают по магнитооптической активности в диапазоне оптических волн с учетом возможной их анизотропии. Магнитооптическую активность характеризуют с помощью угла удельного фарадеевского вращения _____________ и коэффициента поглощения: где d — толщина образца; I0, I1 — соответственно интенсивности падающего и прошедшего кристалл света. Феррогранаты имеют окно прозрачности в диапазоне волн 1,15— 5 мкм. Наиболее перспективными материалами являются чистые железоиттриевые гранаты (ЖИГ) и висмутосодержащие гранаты, в которых часть иттрия заменена на висмут. Синтезирование эпитаксиальных пленок ферритов-гранатов, включающее подбор состава исходных пленок и подложки, выбор оптимальной обработки (отжига), обеспечивает получение материалов с высокими магнитооптическими свойствами, различающихся по намагниченности, коэрцитивной силе, анизотропии, подвижности доменной стенки и т. п. Ферриты-гранаты являются основными магнитооптическими материалами в инфракрасной области. Для видимого света они мало пригодны. Имеются данные об использовании высококачественных пленок ферритов-гранатов в видимом свете . Однако при реализации устройств на этих материалах надо иметь в виду следующие особенности. Технология производства ортоферптов не позволяет изготавливать очень тонкие пластины (меньше 1 мкм). Именно по этой причине ортоферриты применяют при ?>0,5 мкм, хотя имеются данные о том, что и при ? = 0,45 мкм их оптические свойства выше свойств MnBi-пленок. Оптимальная толщина пластин ортоферритов для ?=0,63 мкм составляет 60—90 мкм. Вторая особенность связана с оптической анизотропностью ортоферритов, обусловленной низкой симметрией ромбической ячейки. Для исключения явления двулучепреломления пластины из ортоферритов вырезают нормально к оптической оси. При этом реализуется устойчивая полосовая доменная структура, а не ЦМД. Установлено, что в очень тонких пластинах при толщинах порядка 1 мкм двулучепреломление незначительно, и материал можно в этом случае считать изотропным. Введение в ортоферрит ионов редкоземельных элементов значительно повышает изотропность их оптических свойств. Феррошпинели, содержащие ионы Со2+ в тетраэдрических позициях используют в качестве магнитооптических материалов при ?= 5 - 12 мкм, где они обладают высокой прозрачностью и большим ? (до 105 град/см). Это практически единственные материалы, пригодные для создания магнитооптических устройств в этом диапазоне волн. ПЛЕНКИ ДЛЯ ТЕРМОМАГНИТНОЙ ЗАПИСИ Термомагнитный эффект Магнитные свойства ферромагнетиков существенно зависят от температуры. Достаточно точно эта зависимость описывается законом Кюри- Вейса: µ=С/(ТК - Т), где С - некоторая константа (константа Кюри), зависящая от материала, ТК - температура (точка) Кюри. Закон обратной зависимости магнитной восприимчивости парамагнетиков от температуры установлен в 1895 г французским физиком П.Кюри. Позже, в 1907 г другой француз П.Вейс уточнил закон применительно к ферромагнетикам. По закону Кюри-Вейса при Т, стремящимся к ТК, магнитная восприимчивость расходится (становится бесконечно большой). Это не должно смущать, поскольку Тк - особая точка. При температуре Кюри происходит переход вещества из парамагнитной фазы в ферромагнитную. При температуре ниже точки Кюри вещество является ферромагнетиком, выше - парамагнетиком. При приближении (снизу по температуре) магнитная восприимчивость µ резко возрастает. Этот процесс поясняется рис. 3. [pic] По мере роста температуры возрастает крутизна наклонных участков петли гистерезиса (соответственно, и \|i). При этом уменьшается коэрцитивная сила и максимальная остаточная намагниченность, а отношение ВН/НК растет. Все это ведет к резкому росту эффективности записи. Естественно, эти особенности магнитных свойств ферромагнетиков вблизи точки Кюри заинтересовали изобретателей. Среди материалов, пригодных для записи на ленточный носитель, наименьшей температурой фазового перехода обладает диоксид хрома. Точка Кюри этого материала составляет 128 °С (у гамма-оксида железа, например, температура Кюри составляет 650 °С). Она достаточно велика, но тем не менее, в сочетании с точечным лазерным подогревом материала, гамма-оксид железа может применяться на практике. В качестве примера на рис. 4 приведена схема лазерного подогрева при термомагнитном тиражировании магнитных записей. [pic] К барабану прижаты две ленты: снизу с носителем из гамма-диоксида железа - оригинал, сверху с диоксидом хрома - копия. Ленты соприкасаются рабочими слоями. Сфокусированный луч лазера разогревает рабочий слой ленты- копии до температуры немного выше точки Кюри. Температура разогретой точки (точнее штриха с длиной, равной ширине дорожки записи) достаточно быстро остывает за счет тепловой диффузии. При переходе через точку фазового перехода, когда магнитная восприимчивость сверхвысокая, рабочий слой ленты- копии легко намагничивается. При дальнейшем остывании магнитная восприимчивость быстро уменьшается и запись относительно слабых полей, создаваемых лентой-оригиналом, становится невозможной. В процессе транспортировки лент оригинала и копии зона записи перемещается. Скопированная сигналограмма зеркальна по отношению к сигналограмме оригинала. Поэтому запись оригинала ведется так, чтобы формировалась сигналограмма, зеркальная по отношению к стандартной. Скорость тиражирования прямо зависит от мощности лазера. Реально удалось реализовать тиражные машины со скоростями копирования в 300 и более раз выше номинальной. Термомагнитиая запись также широко применяется в системах записи на магнитооптические диски. В этом случае зона мгновенной записи совпадает со световым пятном, разогревающим термо-магнитный материал. Магнитное поле при этом может быть рассеянным в области, значительно превышающей снеговое пятно, и должно быть достаточно слабым, чтобы нс воздействовать на неосвещенные участки. Для создания конкретных технических устройств с термомагнитной записью в качестве материалов используют ферромагнитные и ферримагнитные пленки с разнообразными термомагнитными характеристиками. Под влиянием температуры в различных материалах может изменяться намагниченность, коэрцитивная сила, анизотропия и другие параметры. Принято классифицировать магнитные материалы для термомагнитной записи по типу термомагнитного эффекта, который при этом используется. Материалы для записи в точке Кюри. Их применение основано на использовании температурной зависимости спонтанной намагниченности вблизи точки Кюри 0. Эта группа материалов состоит из металлических пленок с сильной перпендикулярной анизотропией, классическим представителем которой является маргапцево-впсмутовая пленка (MnBi), обеспечивающая плотность записи порядка 106 бит/см2. Монокристаллические марганцево-висмутовые пленки изготавливают напылением на подложку из слюды слоев Bi и Мп, поверх которых для защиты пленки от разложения и для снижения потерь на отражение наносят слой SiO определенной толщины. Для получения однородного слоя соединения MnBi эту многослойную структуру отжигают при Т = 300° в течение 70 ч в вакууме, в результате чего образуется пленка с низкотемпературной фазой (гексагональной кристаллической структуры), причем ось легкого намагничивания ориентирована перпендикулярно подложке. При локальном нагревании участка пленки выше точки Кюри (Т»360°С) происходит временная потеря намагниченности. Магнитное поле напряженностью 24 кА/м, приложенное перпендикулярно поверхности пленки, обеспечивает полное перемагничивание этого локального участка при сохранении исходной намагниченности других. Материалы для записи в точке компенсации Тк. Их применение основано на использовании температурной зависимости коэрцитивной силы ферромагнетика вблизи точки компенсации. Если нагреть ферромагнетик, состоящий из двух противоположных по намагниченности магнитных подрешеток, до температуры, равной точке компенсации, то наблюдается резкое возрастание анизотропии и коэрцитивной силы. Небольшое отклонение от Тк приводит к значительному падению Нс и уменьшению поля зарождения доменов обратной намагниченности. Группа этих материалов весьма многочисленна. Материалы для записи в точке переориентации. Их применение основано на эффекте переориентации спинов под воздействием нагрева до определенной температуры слабых ферромагнетиков с низкой симметрией, что приводит к изменению направления оси легкого намагничивания, а следовательно, и к повороту вектора намагниченности. Перспективными материалами этой группы являются ортоферри-ты со значительной перпендикулярной анизотропией. В исходном состоянии вектор намагниченности по всей пленке расположен перпендикулярно ее поверхности. Нагрев материала выше точки переориентации приводит к локальному развороту вектора намагниченности в плоскость пленки. После остывания под действием сильного поля анизотропии и небольшого поля записи этот вектор возвращается в исходное состояние, причем его направление на участке записи противоположно ориентации векторов намагниченности других участков пленки. Эти материалы позволяют осуществлять запись при комнатной температуре с высокой чувствительностью при достаточной надежности считывания. СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 1. Преображенский, Бишард. Магнитные материалы и элементы. 1986г. 2. журнал "Звукорежиссер" 6/2001, с. 3-9 3. www.phys.ru Реферат на тему: Магнитные структуры в кристаллических и аморфных веществах Оглавление ВВЕДЕНИЕ 2 НЕОБХОДИМЫЕ УСЛОВИЯ ДЛЯ ВОЗНИКНОВЕНИЯ УПОРЯДОЧЕННЫХ МАГНИТНЫХ СТРУКТУР В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ 2 ФЕРРОМАГНИТНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ 3 АНТИФЕРРОМАГНИТНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ 4 ФЕРРИМАГНИТНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ 5 СПИРАЛЬНЫЕ И ПЕРИОДИЧЕСКИЕ МАГНИТНЫЕ СТРУКТУРЫ 5 СПЕРОМАГНЕТИЗМ 6 АСПЕРОМАГНИТНАЯ СТРУКТУРА 6 СПЕРИМАГНИТНАЯ СТРУКТУРА 6 ЗАКЛЮЧЕНИЕ 7 ЛИТЕРАТУРА 7 ВВЕДЕНИЕ Вплоть до первой половины нашего века развивались теоретические представления о магнетизме и проводились экспериментальные исследования магнитоупорядоченных веществ с коллинеарным расположением магнитных моментов. К ним относятся прежде всего ферромагнетики с одинаковой параллельной ориентацией магнитных моментов ниже температуры Кюри. Это такие классические ферромагнетики, как железо, кобальт, никель и их многочисленные сплавы, по которым и были выполнены основные исследования по магнетизму. Затем было обнаружено, что наряду с коллинеарны-ми ферромагнетиками существуют такие, где магнитные моменты подрешеток атомов антипарал-лельны либо образуют небольшой угол. Важный прорыв в области исследования магнитного упорядочения стал возможен после появления нейтроно- графического метода. Благодаря тому что нейтрон обладает магнитным моментом, дифракция нейтронов позволила по магнитным дифракционным рефлексам идентифицировать сложные спиральные и периодические магнитные структуры в магнитоупорядоченных веществах. В настоящее время исследуется магнитное упорядочение различных сплавов, металлических и полупроводниковых соединений, изоляторов, кристаллических и аморфных веществ. Для объяснения необычных магнитных структур некоторых магнетиков необходимо дальнейшее развитие теории магнетизма. Новые магнитные материалы все шире внедряются в технику. Они обладают рекордными магнитными параметрами или оптимальным сочетанием магнитных и других физических характеристик. В то же время классические магнитные материалы не могут обеспечить потребности быстро развивающейся техники. В современной учебной литературе (школьных и вузовских учебниках и учебных пособиях) рассматриваются в качестве сильномагнитных веществ только ферромагнетики. Все это сужает представления о магнетизме. НЕОБХОДИМЫЕ УСЛОВИЯ ДЛЯ ВОЗНИКНОВЕНИЯ УПОРЯДОЧЕННЫХ МАГНИТНЫХ СТРУКТУР В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ Магнитное упорядочение (упорядоченное пространственное расположение магнитных моментов) наиболее изучено в твердых телах, обладающих дальним порядком в расположении атомов и кристаллической решеткой, в узлах которой периодически располагаются атомы с магнитными моментами. Физики и материаловеды интенсивно изучают также физические (в том числе и магнитные) свойства аморфных материалов, где существует только ближний порядок в расположении атомов. К ним относятся, в частности, металлические сплавы, получаемые быстрой закалкой из жидкого состояния (металлические стекла). Аморфная структура этих материалов характеризуется неупорядоченным расположением атомов, что приводит иногда к сильным изменениям их магнитных и других физических свойств по сравнению с их кристаллическими аналогами. В статье рассмотрены особенности магнитных свойств магнитоупорядоченных веществ в связи с особенностями атомной структуры как кристаллических, так и аморфных веществ. Простейшая интерпретация физических механизмов, ответственных за упорядоченное пространственное расположение магнитных атомных моментов в твердых телах, основывается на следующих представлениях. Прежде всего надо отметить, что необходимым условием такого упорядочения является наличие у атомов собственных магнитных моментов, благодаря чему возможно образование спонтанного магнитного момента даже при отсутствии магнитного поля. В магнетиках, где существуют только магнитные моменты, локализованные на атомах, магнитный момент образца M складывается из магнитных моментов атомов mi (i — номер атома) [pic] где суммирование ведется по всем магнитным атомам. Намагниченность есть магнитный момент единицы объема V [pic] Часто рассматривают удельную намагниченность а — магнитный момент на 1 г вещества. Внешнее магнитное поле создает дополнительную намагниченность за счет ориентации магнитных моментов и индуцирования диамагнитного момента. Эта намагниченность складывается со спонтанной. Кроме того, магнитное поле может деформировать и даже разрушать магнитную структуру. В общем случае намагниченность образца не может быть получена как сумма магнитных моментов изолированных и невзаимодействующих ионов, поскольку в металлах и сплавах большую роль играет коллективизация электронов, которые образуют магнитный момент электронной подсистемы. В кристаллических и аморфных веществах сильное взаимодействие между электронами внешних (или валентных) оболочек соседних атомов приводит к образованию энергетической зоны делокализован-ных электронных состояний. Величина намагниченности, измеренной при определенной температуре, зависит не только от значений атомных магнитных моментов, но и от взаимодействий между ними. Магнитного взаимодействия магнитных моментов недостаточно, чтобы объяснить наблюдающиеся на опыте значения температур Кюри ферромагнетиков. Теплового движения при температурах в десятые доли Кельвина уже достаточно, чтобы разрушить магнитное упорядочение за счет магнитного взаимодействия. Другое необходимое условие магнитного упорядочения заключается в наличии в твердых телах обменного взаимодействия. Оно является частью электростатического взаимодействия, зависящего от ориентации спинов взаимодействующих электронов. Обменное взаимодействие возникает благодаря квантовомеханическим эффектам и изменяется с расстоянием между магнитными ионами. Взаимное геометрическое расположение ионов также оказывает влияние на его величину. ФЕРРОМАГНИТНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ На первом этапе изучения магнитного упорядочения твердых тел физики имели дело с ферромагнетизмом, который характеризуется параллельным (коллинеарным) дальним порядком в расположении магнитных моментов в системе. В ферромагнетиках обменное взаимодействие преодолевает дезориентирующее действие теплового движения при Т < ТC и ориентирует магнитные моменты параллельно. Некоторый разброс в ориентации магнитных моментов вследствие теплового движения подавляется обменным взаимодействием при Т —»- 0 К. В ферромагнетиках обменные интегралы положительны (Аij > 0) и обменное взаимодействие преобладает над другими видами взаимодействий, чувствительными к ориентации магнитных моментов. Наличие макроскопической намагниченности образца сильно увеличивает магнитостатическую энергию. Ее минимизация происходит тогда, когда образец разбивается на домены, внутри которых есть спонтанная намагниченность вдоль оси легкого намагничивания, которой является одна из кристаллических осей. Температурная зависимость спонтанной намагниченности Is приведена на рис. 1, а. Видно, что величина Is монотонно уменьшается с нагреванием и исчезает при Т > ТC. При Т > ТC имеет место парамагнитное состояние с хаотической ориентацией магнитных моментов при Н = 0, при Т< ТC возникает ферромагнитное состояние с параллельной ориентацией магнитных моментов (рис. 1, б). 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 [pic] [pic] где ?р — парамагнитная точка Кюри, а C— постоянная Кюри—Вейсса. Как можно видеть на рис. 1, а, величина 1/? для ферромагнетиков изменяется линейно с температурой. В изотропных однородных по составу ферромагнетиках с малой магнитной анизотропией ТC и ?р имеют близкие значения. В анизотропных ферромагнетиках величина ?р 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 ?эф в ферромагнетиках с локализованными магнитными моментами: [pic] где kБ — постоянная Больцмана. Для редких земель хорошо выполняется соотношение [pic] 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 ? 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, ?-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 [pic] 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. СПЕРОМАГНЕТИЗМ В парамагнитном состоянии магнитный момент ? каждого отдельно выбранного иона испытывает сильные флуктуации, поэтому среднее значение по времени для проекции mi на любое направление равно нулю (при Н=0). Представим себе, что мы охлаждаем парамагнетик, в котором обменные интегралы Ау между соседними ионами i и j могут иметь как положительные, так и отрицательные значения. За счет обменных полей тепловые флуктуации ниже некоторой температуры Тсп будут подавлены, однако магнитный момент ?i подвергается противодействию локальных микроскопических полей в отличие от ферро- и антиферромагнетиков. В результате образуется магнитное состояние, в котором локализованные магнитные моменты m испытывают сильные пространственные флуктуации. Проекция mi отдельного иона на выбранное направление (средняя по времени) имеет некоторое неравное нулю значение, как и в ферромагнетике, однако в целом по образцу ситуация меняется кардинально. [pic] них существуют громадное число равновероятных метастабильных состояний, переход между которыми приводит к термическому гистерезису намагниченности и временнуй нестабильности магнитных свойств. В этих метастабильных состояниях локальные распределения магнитных моментов ближайших ионов, окружающих данный ион, могут различаться. Такие состояния называются фруст- рированными. АСПЕРОМАГНИТНАЯ СТРУКТУРА В асперомагнетиках локализованные магнитные моменты ниже некоторой температуры магнитного упорядочения Тасп ориентируются в различных атомных позициях случайным образом, но с преимущественной ориентацией вдоль некоторого направления. Средние значения проекций ?i на эту ось не равны нулю, вследствие чего возникает спонтанная намагниченность. Асперомагнетизм довольно часто встречается в аморфных материалах — сплавах и соединениях 4f-и 3d-элементов. В ряде этих магнетиков флуктуации обменных полей выражены менее резко, поэтому в асперомагнетиках имеется некоторое преимущественное направление для магнитных моментов. Асперомагнетизм встречается в аморфных сплавах типа Tb—Ag, Dy—Ni и др. СПЕРИМАГНИТНАЯ СТРУКТУРА При наличии флуктуаций обменных и магнито-кристаллических взаимодействий в магнетике, состоящем из двух (или более) магнитных подсистем, связанных между собой отрицательными обменными взаимодействиями, возможно образование спе-римагнитной структуры. Она до некоторой степени похожа на ферримагнитную структуру. В ней также магнитные моменты подрешеток (в кристаллических материалах) или подсистем (в аморфных материалах) направлены противоположно друг другу. Отличие заключается в том, что в сперимагнетике магнитные моменты в одной или обеих подсистемах ориентируются случайным образом в пределах некоторого пространственного конуса (рис. 3, в). Такая ситуация возникает как в кристаллических, так и в аморфных материалах, если ионы одного сорта обладают сильной локальной одноионной анизотропией D, которая несколько меньше интеграла А обменного взаимодействия между ионами из разных магнитных подсистем (например, аморфные соединения Tb—Fe, Tb—Co). ЗАКЛЮЧЕНИЕ Представленный материал дает только предварительные сведения о магнитных структурах. Проблема магнитного упорядочения в твердых телах вряд ли будет решена в ближайшие годы. Можно ожидать новых необычных явлений. Каждый год обнаруживают новые магнетики, многие из которых имеют довольно сложные магнитные структуры, предсказать которые из общих соображений иногда почти невозможно. Это говорит о том, что в теории магнетизма еще многое предстоит сделать, чтобы понять природу и многообразие магнитных структур в конденсированных веществах. ЛИТЕРАТУРА 1. Вонсовский С.В. Магнетизм. М.: Наука, 1984. 207 с. 2. Каганов М.И., Цукерник В.М. Природа магнетизма. М.: Наука, 1982. 192 с. 3. Белов К.П., Бочкарев Н.Г. Магнетизм на земле и в космосе. М.: Наука, 1983. 192 с. 4. Никитин С.А. Магнитные свойства редкоземельных металлов и их сплавов. М.: МГУ, 1989. 248 с. 5. Херд К.М. Многообразие видов магнитного упорядочения в твердых телах //Успехи физ. наук. 1984. Т. 142. № 2. С. 331-335. 6. Золотухин И.В. Физические свойства аморфных металлических материалов. М.: Металлургия, 1986.176 с. 7. Металлические стекла. Вып. 2 / Пер. под ред. Г. Бека, Г. Гюнтеродта. М.: Мир, 1986. 456 с.


	Новинки рефератов :: Реферат: Заметки социолога (Социология) Реферат: Место России в современном мире (Политология) Реферат: 1917-й. Борьба альтернатив общественного развития России (История) Реферат: Брест-литовское соглашение (История) Реферат: Климат Днепропетровска (География) Реферат: Теория и практика применения метода интервью в социологии (Социология) Реферат: Причины неуспеваемости школьников (Педагогика) Реферат: Некоммерческие организации (Гражданское право и процесс) Реферат: Анархическое сознание и поведение (Политология) Реферат: Курс лекций по истории Отечества - основа для докладов и выступлений (История) Реферат: Сравнительный анализ моделей обратимого электрорастворения серебра с поверхности твердого электрода (Доклад) (Химия) Реферат: Жизнь и творчество Карла Павловича Брюллова (Искусство и культура) Реферат: Соціальне становище Запорізького краю (История) Реферат: Тесты по биологии для школ (к сожалению без ответов) (Биология) Реферат: Конфликты и методы их урегулирования (Психология) Реферат: Sportster Voice 28.8 Инсталляция & Проблемы и решения (Программирование) Реферат: Крито-микенское искусство (Культурология) Реферат: Turbo Basic прикладной (Компьютеры) Реферат: Личность и общество (Философия) Реферат: СЕМЕЙНОЕ ВОСПИТАНИЕ ДЕТЕЙ ДОШКОЛЬНОГО ВОЗРАСТА (Педагогика)


	Copyright © GeoRUS, Геологические сайты