B磁性物理基础-物质的各种磁性.pptx

单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,B.磁性物理基础,三、物质各种磁性,第1页,物质磁性分类标准,A.,是否有固有原子磁矩？,B.,是否有相互作用？,C.,是什么相互作用？,1.抗磁性：没有固有原子磁矩,2.顺磁性：有固有磁矩，没有相互作用,3.铁磁性：有固有磁矩，直接交换相互作用,4.反铁磁性：有固有磁矩，间(直)接交换相互作用,5.亜铁磁性：有固有磁矩，间接交换相互作用,6.自旋玻璃和混磁性：有固有磁矩，RKKY相互作用,7.超顺磁性：磁性颗粒磁晶各向异性与热激发,竞争,第2页,H,M,铁磁性,顺磁性,抗磁性,物质在磁场下行为磁化曲线能够作为物质磁性分类方法,物质磁性分类方法：,抗磁性：,0,物质原子或离子含有一定磁矩，这些原子磁矩耒源于未满电子壳层,，但因为热骚动处于混乱状态，在磁场作用下在磁场方向产生磁化强度，但磁化强度很小。,10,-5,-10,-2,-物质磁化率,铁磁性：,0,物质中原子有磁矩；原子磁矩之间有相互作 用。原子磁矩方向平行排列，造成自发磁化。外磁场作用下，快速趋向磁场方向，在磁场方向有很大磁化强度。,第3页,各种磁性经典M-T,-T,关系,T,顺磁性,0,T,M,0,混磁性,零场冷却,磁场冷却,M,T,Tc,1/,c,亜铁磁性,0,c赔偿点,Tc居里点,N,T,0,反铁磁性,N,耐耳点,M,T,1/,Tc铁磁性,P,0,Tc居里点,P,顺磁居里点,0,T,T,f,H=0,H,0,自旋玻璃,T,f,冻结温度,第4页,产生机理：,外磁场穿过电子轨道时，引发电磁感应使轨道电子加速。依据楞次定律，由轨道电子这种加速运动所引发磁通，总是与外磁场改变相反，因而磁化率是负。,在与外磁场相反方向诱导出磁化强度现象称为抗磁性,。,它出现在没有原子磁矩材料中，其抗磁磁化率是负，而且很小，,-10,-5,。,e,i,M,一、抗磁性,第5页,每个原子内有z个电子，每个电子有自己运动轨道，在外磁场作用下，电子轨道绕H进动，进动频率为,称为拉莫尔进动频率。因为轨道面绕磁场H进动，使电子运动速度有一个改变,d,。使电子轨道磁矩增加d,m,，但方向与磁场H相反，使总电子轨道磁矩减小。假如,qp/2,(电子旋转方向相反),则进动使电子运动速度减小，使在磁场H方向磁矩减小，所得磁化率仍是负。总之，因为磁场作用引发电子轨道磁矩减小，表现出抗磁性。,1.1 半经典理论：,第6页,假定电子轨道半径为r(m)园，磁场H(Am,-1,)垂直于轨道平面，依据电磁感应定律，将产生电场E(Vm,-1,),因而,电子被电场加速,，在时间间隔,t内速度改变,由下式给出,轨道绕磁场进动但不改变轨道形状，进动角速度为,运动产生磁矩为,第7页,a,单位体积里含有N个原子，每个原子有Z个轨道电子时，磁化率为：,a,2,是对全部轨道电子运动半径a,2,平均。,对闭合壳层情况下，电子分布在半径为,a,(m)球表面，r,2,=x,2,+y,2,，而z轴平行于磁场。考虑到球对称，因而,第8页,1.2 金属抗磁性,许多金属含有抗磁性，而且普通其,抗磁磁化率不随温度改变。,金属抗磁性起源于导电电子。依据经典理论，外加磁场不会改变电子系统自由能及其分布函数，所以磁化率为零。,经典图象：,在外磁场作用下形成环形电流在金属边界上反射,因而使金属体内 抗磁性磁矩为表面“破折轨道”反向磁矩抵消。,第9页,朗道指出:,在量子力学理论内，这个结论是不正确。他首先证实，,外磁场使电子能量量子化，从连续能级变为不连续能级，而表现出抗磁性。,导电电子在外磁场作用下，运动轨道变为螺旋形状，在垂直于磁场平面内，产生园周运动。把园周运动分解成两个相互垂直线偏振周期运动(设分别沿x轴和y轴周期线性振动，动量p,2,=p,2,x,+p,2,y,)。这么线性振子所含有分立能谱为,其中，n,v,为整数，,H,为盘旋共振频率，能够求出 ,H,=2,B,H，正是拉莫尔进动频率两倍(|,H,|=2|,L,|).,第10页,因为电子沿z轴运动不受磁场影响，所以总动能,这种部分量子化，,相当于把H=0连续谱变成带宽为2,m,B,H窄带(称为朗道能级)。,依据统计物理，能量为E,n,态数目为,g,n,个，因而系统相和为,其中E,n,为总能量，考虑动量空间计算,g,n,可表示为,把,z,求和改成在动量空间中积分，经过计算，最终得到相和为：,l=,0,l=r,l=r+1,1,2,2,m,0,H,0,在外磁带,H,作用下电子能带汇聚成能级情况。,第11页,(,Z,为系统相和),因为,kT,m,B,H,，展开上式，取二项，可得抗磁磁化率,n,为单位体积电子数。,因为热力学势,所以可得到,第12页,上式给出,抗,与T相关，这与事实不符，原因是电子气不遵从玻耳兹曼统计，而是服从费密(Fermi)统计,。不是全部电子都参加抗磁性作用，只有,费密面附近电子反抗磁性有贡献,，因而用,n,替换,n,，得到,其中,q,F,为费密面能级E,F,决定费密温度。用,n,代替,n,后，得到,此时,c,抗,与温度无关，称为朗道抗磁性,。金属中导电电子除含有抗磁性，同时不可分开还含有顺磁性，而且顺磁磁化率比抗磁磁化率大三倍。,第13页,金属铜磁化率由三部分组成：1),离子态,，铜4s电子成为导电电子，剩下Cu,+1,离子，3d壳层是充满，它有抗磁性；2),导电电子抗磁性,；3),导电电子顺磁性,。因为后二项是不可分，所以表现为顺磁性。,(价电子),=,顺,+,抗,=+12.4x10,-6,。,离子态抗磁性大于导电电子(价电子)顺磁性，因而金属铜显现抗磁性。,金属抗磁磁化率和电子磁化率(单位：emu/mol),金属,D,(原子态),D,(离子态),(价电子)试验值,铜Cu -5.4x10,-4,-18.0 x10,-4,+12.4x10,-6,-5.5x10,-4,银Ag -21.56x10,-4,-31.0 x10,-4,+4-9x10,-6,-20 x10,-4,金Au -29.59x10,-4,-45.8x10,-4,+14x10,-6,-28x10,-4,第14页,1、超导材料：在超导态，磁通密度B总是0，即使存在外磁场H，也是如此(迈斯纳效应)。,2、一些有机化合物，比如苯环中p电子像轨道电子那样做园周运动，苯环相当于闭合壳层。当磁场垂直于环作用时，展现很强抗磁性，磁场平行于环面时没有抗磁性。,3、在生物体内血红蛋白中，同氧结合情况与铁电子状态相关。无氧结合状态下铁离子显示顺磁性；而在如动脉血那样与氧相结合状态却显示抗磁性。,比如血红蛋白中Fe,2+,无氧配位(静脉血)是高自旋态，显现顺磁性；有氧配位(动脉血)是低自旋态，显現抗磁性。,1.3 几个特殊材料抗磁性,第15页,如铁磁性物质在居里温度以上为顺磁性。,T(K),1/,T(K),1/,p,二、顺磁性,顺磁性物质原子或离子含有一定磁矩,，这些原子磁矩耒源于未满电子壳层(比如过渡族元素3d壳层)。在顺磁性物质中，磁性原子或离子分开很远，以致它们之间没有显著相互作用，因而,在没有外磁场时，因为热运动作用，原子磁矩是无规混乱取向,。当有外磁场作用时，原子磁矩有沿磁场方向取向趋势，从而展现出正磁化率，其数量级为,=10,-5,10,-2,。,顺磁物质磁化率随温度改变(T)有两种类型:,第一类遵从居里定律：,=C/T C 称为居里常数,第二类遵从居里-外斯定律：,=C/(T-,p,),p,称为顺磁居里温度,第16页,2.1 郎之万顺磁性理论,假定顺磁系统包含N个磁性原子，每个原子含有磁矩,M(Wbm)，当温度在绝对0度以上时，每个原子都在进行热振动，原子磁矩方向也作一样振动。在绝对温度T(K)，一个自由度含有热能是kT/2，k是波尔兹曼常数，为1.38x10,-23,JK,-1,。原子磁矩在外磁场作用下，静磁能,U=MH。,计算系统磁化强度：从半径为一个单位球心画单位矢量表示原子磁矩系统角分布没有磁场时磁矩方向均匀分布在球面上(球面上点是均匀分布)。,第17页,当施加磁场,H,后，这些端点轻微地朝,H,集中，一个与,H,成,q,角磁矩势能为,U,。,所以，磁矩取这个方向几率与玻尔兹曼因子,成百分比。另首先，一个原子磁矩与磁场夹角在,q和q,+d,q,之间概率，与图中阴影面积成正比，既2,sind,。所以，,一个,原子磁矩与磁场夹角在,q和q,+d,q,之间实际概率为,因为这么一个原子磁矩，,在平行于磁场方向磁化强度为,Mcos,，统计平均整个磁矩系统对磁化强度贡献为,第18页,假如令MH/KT=,且cos,q,=x，则有-sin,q,=dx，代入上式,分别计算分子和分母后，得到,这里称括号内函数为,郎之万函数,，并用L(,)表示。对,1郎之万函数可展开为,假如只保留第一项得到：,第19页,以上计算是建立在假定原子磁矩能够取全部可能方向。,从量子力学考虑空间量子化，原子磁矩只能取若干个分立方向,。设磁场平行z轴，则Mz分量由,Mz=gM,B,Jz,而Jz只能取2J+1个值(即2J+1个方向)。,Jz=J,J-1,.0,-(J-1),-J,所以在磁场H中平均磁化强度为,所以用,代替,2.2 布里渊函数,第20页,括号中函数称为,布里渊函数,，用B,J,(,)表示。B,J,(,)函数形式与朗之万函数形式类似，且在J,极限情况下，完全一致。对,1,B,J,()可展开为,考虑到JM,B,H/kT，取上式第一项,M,eff,是有效磁矩,M,s,=,g,J,M,B,M,s,称为饱和磁矩,第21页,C,mol-Fe,=1.268(emu/mol),n,Fe,=3.185,第22页,Ps是从饱和磁矩Ms推出gJ；,Pc是从有效磁矩Meff推出gJ值。,强铁磁性(Pc/Ps=1),弱铁磁性,在铁磁性金属与合金中，比率P,c,/P,s,与居里点函数关系(引自Rhodes和Wohlfarth),第23页,图2.3.1导电电子状态密度和能量函数关系,H,=0,N,+,(E),N,-,(E),E,f,0,B,H,B,H,2,B,H,+,-,+,-,H,0,(a),(b),(c),a)H=0,T,0,时,N+=N-;(b)H0后，能量差异2,BH;,(c)H=0,平衡后，N+N-,2.3 金属顺磁性,金属中导电电子顺磁性比抗磁性强三倍，并与温度基本无关,，而且只能用量子力学来解释。泡利首先发觉这一结果，所以称为,泡利顺磁性。,量子理论指出：金属中导电电子可作为自由电子来处理，应服从费密统计。导电电子态密度和能量关系如图2.3.1所表示,第24页,金属特征是自由电子在晶格中运动或巡游。自由电子最朴素模型是把它看做无规运动粒子，像理想气体中分子一样。这么模型解释欧姆定律是成功，但解释金属中顺磁性就不适用了。只能用量子理论来解释。,在波动力学中，,以动量p运动一个粒子被一个波长为,平面波代替,。这里h是普朗克常数。其波函数表示为,这里r是位置矢量，k是波数矢量，,这个粒子动能为,假定一个电子在边长为L一个立方盒中运动。,波函数形成驻波条件为,自由电子能级,L,/2,n,=1,n,=2,第25页,这里n是一个矢量，其分量为(n,x,n,y,n,z,),n,x,n,y,和n,z,是整数，如0，,1,2,3,.于是自由电子k矢量就被量子化了。因为泡利不相容原理，每个稳定状态可被含有+1/2和-1/2自旋两个电子占据。,能量表示为,单位体积中有N个电子时,，电子从n=0开始依次占据各态直到能量为有限某个不等于零最大值,n,。这么，在金属中即使在绝对零度下也有动能不为零电子在运动。,占据最高能态能量称为费米能级。,令,电子总数NL,3,等于能量比E,f,低状态数两倍。因为状态可等同于n空间中含有正n值格子位置，则,由上式预计E,f,值是0-50000K,远大于室温下热能kT。,n,f,对应于费米能级n值,。,得到费米能级为,E,F,10,-11,尔格,H,10,-16,尔,格,(H,10,4,Oe),第26页,E,f,称为费密能级，其数值为10,4,-10,5,K(E,F,10,-11,尔格)。考虑动量空间情况，在0K时，电子数目用最大动量P,F,=(2mE,F,),1/2,为半径球包围体积表示，如在单位体积金属中有,n,个电子，则,N(E)被正负二种取向自旋电子分成N,+,(E)和N,-,(E),在外磁场H=0和0K时,N,+,(E)=N,-,(E),如图,2.2.1,(a)所表示,其中,N(E)表示电子按能量分布密度，,通称态密度,。,可求得E,f,由E,F,可得到N(E,F,),能量为E和(E+dE)间电子数目,dn,；m为电子质量,态密度函数 N(E),第27页,施加磁场H，每个电子磁矩,B,引发能量改变为,B,H，与磁场方向一致正自旋，在磁场作用下，使系统能量降低，相反负自旋在磁场作用下，能量升高。如图2.3.1(b)所表示。,因为,B,H远小于E,F,(即使磁场为10,4,Oe,B,H,10,-16,尔格)。所以,只有费密面附近极少电子才参加正负自旋电子转移,，如图,2.3.1(,c)所表示，而使N+N-。正、负自旋电子增减量分别为(dn=N(E)dE;dE=,B,H),对应磁化强度为,T=0,T=T,f,(E),E,f,E,T0时，电子被激发到费米能级以上能态。(E E,f,),费米-狄拉克分布函数,顺磁磁化率,第28页,把E,F,代入N(E),得到N(E,F,)代入上式，则顺磁磁化率为,由此得到,c,顺,电子,=3 c,抗,小结金属自由电子磁性：,1)金属抗磁性和顺磁性都耒自于费密面附近少数电子;,2)抗磁性耒源于自由电子在磁场作用下做螺旋运动；,3)顺磁性耒源于磁场作用使自旋向上、向下态密度发生改变；,4)它们都只能用量子力学耒解释；磁化率与温度无关。,第29页,(分子场),三、铁磁性,物质含有铁磁性基本条件：,(1)物质中原子有磁矩；,(2)原子磁矩之间有相互作用。,试验事实：铁磁性物质在居里温度以上是顺磁性；,居里温度以下原子磁矩间相互作用能大于热振动能，显现铁磁性。,这个相互作用是什么？首先要预计这个相互作用有多强。铁原子磁矩为2.2M,B,=2.2x1.17x10,-29,，居里温度为10,3,度，而热运动能kT=1.38x10,-23,x10,3,。假定这个作用等同一个磁场作用，设为H,m,，那么,2.2M,B,xH,m,kT,Hm,10,9,Am,-1,(10,7,Oe),第30页,外斯(P.Weiss)在19首先提出分子场理论，他假定在铁磁材料中存在一个有效磁场H,m,，它使近邻自旋相互平行排列。而且假定分子场强度与磁化强度成正比，即,H,m,=wI,设有n个原子在分子场作用下，一样系统稳定条件是静磁能与热运动能平衡。在顺磁性研究中，给出外场下磁化强度为,B,J,(,a)是布里渊函数。,在铁磁性时，H+,w,I代替H,，则,用,x,代替,，磁化强度,I,为,H,=0,3.1 外斯分子场理论,第31页,自发磁化强度表示不施加外磁场，由分子场引发磁化强度,。当H=0时,式(1)在 I 与,x,图中，对 T 是一根斜线，随温度T从0,0,到高温，斜线与,x,夾角从0,0,迫近90,0,。B,J,(,)与斜线交点，即为方程解。,.(1),.(2),当斜线(1)与B,J,(,x,)在原点切线重合时,切线所对应温度T=,，即为材料居里点。,3.2用分子场讨论以下几个问题,(1).自发磁化强度随温度改变,(图解法),第32页,q,称为居里温度，,m称为,有效原子磁矩,从测量宏观量居里温度,就能得到分子场系数w。,此时B,J,(x)也为一条斜线，它与式(1)斜线重合温度设为，可求解：,对于铁，,=1063k,M=2.2M,B,N=8.54x10,28,m,-3,J=1,得,当T=0时，,x,=,，此时B,J,(,x,)=1,估算分子场为：,静磁相互作用产生罗伦兹场：,当x1时，BJ(x)展开，并取第一项,为0度自发磁化强度,第33页,利用J=1/2，1，,布里渊函数计算值与试验结果比较,。得到,(1)J=1/2和J=1与试验结果符合很好，说明原子磁矩空间量子化比自旋无規取向更靠近实际。,(2)居里点是分子场系数w一个很好量度。,(3)低温部分偏差，可用自旋波激发理论耒解释,T,3/2,定律。高温部分偏差，应符合I/I,0,T,2,关系。,自发磁化强度与温度关系(点为铁、镍试验值)；实线为布里渊函数计算值。,第34页,因而可得到,=Cw,磁化率表示式就是居里-外斯定律。,注意：,1)以上理论分析由分子场得到铁磁性居里点和居里-外斯得到居里点是一致，但实际物质是不一致；2)在居里点磁化强度并不为零，将由短程序耒解释；3)在实际物质中，,由居里温度以上顺磁磁化率得到有效原子磁矩与铁磁自发磁化强度得到有效原子磁矩是不一致。,由高温磁化率求得有效磁矩,Fe:,3.15 M,B,(2.2M,B,),Co:,3.15M,B,(1.7M,B,),Ni:,1.61M,B,(0.6M,B,),(2).居里温度以上磁化率,T Tc,外加磁场 H，x 1时,；,；,；,第35页,(3).居里温度,f,与交换积分J关系,依据铁磁性分子场理论居里温度可表示为,一对自旋S,i,和S,j,之间交换能为 (J0为铁磁性),对于z个近邻原子,是z个平均值,外斯Weiss分子场,S,i,受到静磁能,当两个能量E,e,=E,m,相等时,代入分子场系数w,第36页,对特殊晶格,外斯Weiss详细计算,Z为近邻原子数,简单立方为6,体心立方为8,简单立方(S=1/2),体心立方(S=1/2),(S=1),得到,交换积分J与交换劲度常数A关系,a,是晶格常数，n单胞中原子数,简单立方晶体 n=1,体心立方晶体 n=2,面心立方晶体 n=4,第37页,用统计理论计算居里温度与交换积分J关系,交换作用是短程作用，在温度靠近居里温度时整个自旋系统平行排列被大大地搅乱，但近邻自旋仍趋向于保持平行排列，这么就形成自旋团簇。,借助于统计力学，采取与外斯理论类似方法处理自旋团簇,。这个处理短程序近似方法称为贝斯-皮埃尔斯(Bethe-Peierls)方法。,用伊辛模型来说明利用该方法怎样处理自旋团簇。假定在最近邻自旋S,j,交换相互作用影响下，一个特定自旋S,i,可取值+1/2或-1/2。对S,j,而言也有一样情况，只是它与其它自旋交换作用被等效为分子场来处理，而分子场则由自旋S平均值决定。这个模型称为贝斯Bethe,s第一近似。,这么，与自旋S,i,和全部自旋S,j,相关交换能为：,假如总共z个近邻值中有p个自旋值1/2，而q个自旋取值-1/2，则,第38页,假如用U,p,+,代表S,i,=1/2时U，而用U,p,-,代表S,i,=-1/2U，则S,i,取值1/2几率为,而S,i,取值-1/2几率为,所以S,i,平均值为,S,j,平均值为,因为S,i,和S,j,必须相等，=,最终得到：,用此关系式取得H,m,与温度T关系，并能够计算自发磁化强度I,s,第39页,在靠近居里点温度，H,m,变得很小，以至M,B,H,m,kT，则有,对两维格子，z=4,因而,对于体心立方晶格，z=6,因而,清楚看到两个近似之间居里点差异，从居里点估算J值或分子场值时，必须考虑这一点。,这个偏离显然是因为在居里点以上团簇形成。试验也显示出这么偏离。,注意这儿 log是log,e,=ln ,第40页,3.3铁磁金属能带论,对于3d过渡金属及合金中，因为轨道冻结，它磁矩仅依赖自旋磁矩。每个电子含有一个玻尔磁子,B,所以每个原子磁矩只能是玻尔磁子整数倍，这为铁氧体中Fe,2+,为4个玻尓磁子，Fe,3+,为5,B,被试验所证实。不过，试验测得金属Fe,Co,Ni 原子磁矩分别为2.2,B,1.7,B,和0.6,B,，,原子磁矩怎么会是非整数呢？,这只能用能带论耒解释。在金属中，导电电子或称自由电子是被量子化，每个状态因为泡利不相容原理只能被正和负两个电子占据。在零度K时，N个电子占据最高能级及费密能级E,f,与N关系为,对顺磁性有贡献电子仅是在费密面附近电子,.,温度不为零时,g(E)称态密度函数,T=0,T=T,f,(E),E,f,E,f,(E)费米-狄拉克分布函数,第41页,在铁磁金属中，分子场(交换场)H,m,约10,7,Oe,比通常外加磁场强10,2,到10,3,所以能带劈裂比顺磁金属大得多。正自旋和负自旋能带中电子数为,由这个能带极化引发磁化强度为,3d电子有部分成为4s自由电子，对磁性没有贡献,第42页,3,d,+3,d-,4,s+,4,s-,3,d,+3,d-,Cr 2.7 2.7 0.3 0.3 6 2.3 2.3 0,Mn 3.2 3.2 0.3 0.3 7 1.8 1.8 0,Fe 4.8 2.6 0.3 0.3 8 0.2 2.4 2.22,Co 5 3.3 0.35 0.35 9 0 1.7 1.71,Ni 5 4.4 0.3 0.3 10 0 0.6 0.60,Cu 5 5 0.5 0.5 11 0 0 0,元 素,电 子 分 布,未填满空穴数,未抵消自旋数,电 子总数,过渡金属中3d，4s能带中电子分布,Fe,x,由相关势近似计算得出各种,Ni-Fe,合金+自旋和-自旋态密度曲线,由相关势近似对,Ni,-,Fe,合金,计算出Ni(实线)和Fe(虚线),态密度曲线,Ni,1-x,Fe,x,合金态密度曲线,第43页,Fe-Co,Fe-Ni,第44页,3.4 布洛赫自旋波理论,1930年布洛赫首先提出，,自旋波又称为磁激子(magnon),它是固体中一个主要元激发,，,是由局域自旋之间存在交换作用而引发,。在体系中，以有原子磁矩原子组成自旋格子，在T=0,o,K每个格点自旋平行，体系总磁矩为M,0,=NSg,B,。当温度略为升高，体系中有一个自旋发生翻转。在翻转自旋格点相邻格点上自旋，因为交换相互作用也趋向翻转；一样这么交换相互作用又力图使翻转自旋重新翻转回耒。所以自旋翻转不会停留在一个格点上，而是要一个传一个，以波形式向周围传输，称为自旋波。从波与粒子二重性覌点出发，自旋波又有粒子性，服从一定统计分布規律-玻色统计。,分子场理论成功描述了强磁性物质自发磁化行为，但在低温下温度关系偏离试验结果。自旋波理论从体系整体激发概念出发，成功解释自发磁化在低温下行为。,第45页,k是自旋波波矢，k取值决定于边界条件。如在一维链有N个格点，能够有N个k取值即有N个波长不一样自旋波存在。,考虑由N个格点组成自旋体系，体积为V。在低温(TT,c,使M,a,和M,b,都沿H方向取向，得到磁化强度,经过推导，最终得到,第60页,T,f,0,a,亜铁磁体磁化率倒数温度依赖关系,渐近居里点为,而在亜铁磁居里点1/,=0，由上式得到,对解此方程，得,假如,f,0,，温度下降直到0K都是顺磁去，而假如,f,0,，则,f,处磁化率变为无限大，遂出现亜铁磁。产生亜铁磁性条件为,f,0，临界条件为,f,=0,由此得能,得到亜铁磁体磁化率倒数温度依赖关系,第61页,即使,0,和,0,，出现亜铁磁性，而对,0,和,0,上式给出出现亜铁磁性或顺磁性极限条件为,1,。,这么能够,在,-,平面上讨论亜铁磁性，,首先假定,。,区域,，在ACB以下区域为顺磁性。,区域,，在FCE区域，A位和B位次晶格都饱和，自发磁化强度温度关系与铁磁性一样亜铁磁性。,区域,，出现在ECB区域，区域,，出现在FCA区域。在这两个区域，因为有1个次晶格未饱和而且轻易受到热骚动影响，造成有复杂自发磁化强度与温度关系。比如：R、P和N区域特殊温度关系。,P和N型是在理论上预言后,在试验上才观察到。,-平面中，=,AA,/,AB,=,BB,/,BA,第62页,赔偿点,c,(,),。,第63页,与反铁磁起源相同超交换作用，,不一样是相反磁矩数量不相等，有剩下磁矩,MeFe,2,O,4,离子占位分布和磁矩关系,次晶格 A位 B位 氧离子,离子分子式 Fe,3+,Me,2+,Fe,3+,O,2-,4,Fe,3,+-5,B,Fe,2+,-4,B,比如Fe,3,O,4,：Fe,3+,相互抵消，只剩下Fe,2+,4,B,普通情况下，并非完全集中在B位，而按一定百分比分配在A或B位上。,第64页,Tb,3,Fe,5,O,12,磁化强度与温度关系,Z是配位数,(三组次晶格),TbIG,d,c,a,100,200,300,400,500,600,700,T(k),20,40,60,80,100,120,140,I,试验,布里渊函数,分子场系数,分子场,第65页,阻挫,(反铁磁),六、自旋玻璃与混磁性,自旋玻璃态出现在磁稀释合金中，在那里磁性原子自旋被振荡RKKY交换相互作用无規地冻结。从试验上，覌察到,在弱磁场下，磁化率温度依赖性曲线上出现一个尖锐最大值。而且在磁场冷却情况下，磁化率尖锐极大值不再出现,。,在冻结温度T,f,以下，零场冷却时自旋被无规冻结，加场冷却时自旋在磁场方向被冻结。,第66页,自旋玻璃态特征：,(1),(T)在T,f,处表现出尖锐极大值峯，而且与磁场强度和交流,磁 化率测试频率相关。H0和峯变得更尖锐。,(2)T,f,以上温度加磁场慢慢冷却(磁场冷却)测定(T)与零场升,温测定(T)显著不一样，尖峯消失。,(3)T,f,随磁性原子浓度增加而升高。,(4)随磁性原子浓度继续增加，体系变为混磁性，低温表現出自旋,玻 璃态，随温度升高到T,f,以上，不再是顺磁性，而表現出铁磁,性(反铁磁性)。,(5)磁性比热C,M,(T)和电阻在T,f,处没有看见异常。,(6)中子衍射试验在T,f,以下没有看到磁性布拉格反射。不过能够,覌测到磁性散射。,(7)穆斯堡尔谱谱宽随温度改变显著。,第67页,在非磁性基体中，惨杂磁性原子浓度大于自旋玻璃浓度，各种交换相互作用混合自旋系统,。其经典特征是，当材料在没有磁场作用下冷却时，磁化强度在低温急剧下降；假如在磁场下冷却，磁化强度在低温处下降消失。其原因是由反铁磁相互作用引发磁化强度团簇反转。,A,B,C,D,S,A,S,B,S,C,S,D,在面心立方反铁磁体中四个次晶格上自旋矢量,混磁性,第68页,在磁场下冷却,磁化强度低温下下降消失，,不过磁滞回线沿H轴负方向有一个位移,。,这个現象是由铁磁性自旋与相对于晶格为固定反铁磁自旋间相互作用引发,(类似钴颗粒表面反铁磁氧化钴耦合作用),。比如：在面心立方晶格内反铁磁自旋排列不是很固定，能够自由改变其自旋方向而不改变其交换能，也就是说,局域自旋排列轻易被扰动，造成混磁性。,自旋玻璃,第69页,Fe-Au系交流磁化率温度改变关系；12-13Fe通常是自旋玻璃状态；17%Fe TT,R,类自旋玻璃相；TRT1则能量势垒为K,1,V/4,如K,1,0则为K,1,V/12。,因为,和粒子体积相关,，能够有一比较明确粒子体积，成为能够在短时间内到达热平衡状态体积下限。取弛豫时间,=10,2,秒粒子半径作为超顺磁性半径，其能量势垒大约等于25kT,温度T称为“截止”温度,(Blocking temperature)假如,“截止”温度定在室温，各种材料超顺磁性半径为：,铁-125,；钴(六角密堆)-40,；钴(面心立方)-140,；对于延伸铁粒子超顺磁体积相当一个半径为30,球体积。,第74页,超顺磁性粒子磁化曲线必须无磁滞現象。依据居里定律,其中C为居里常数，所以不一样温度下磁化曲线假如以H/T为横坐标，则各曲线应相重合。,第75页,CoPt 2.0 1100 36 7.0 18 4.8,Co 0.45 1400 6.4 1404 14.8 8.5 8.0,Co合金,CoPtCr 0.20 298 13.7 22.2 5.7 10.4,体系 材料,Ku,(10,6,J/m,3,),Ms,(KA/m),H,K,(79.6KA/m),T,C,(K),畴壁厚(nm),畴壁能,(0.1J/m,3,),D,P,(nm),L1,0,相,FePd 1.8 1100 33 760 7.5 17 5.0,FePt 6.6-10 1140 116 750 3.9 32 2.8,CoPt 4.9 800 123 840 4.5 28 3.6,MnAl 1.7 560 69 650 7.7 16 5.1,稀土合金,NdFeB 4.6 1270 73 585 46 27,SmCo,5,11-20 910 240-400 1000 22-30 42-57 2.7-2.2,各种材料超顺磁临界尺寸(直径D,P,),*,*,第76页,