Магнитные свойства систем однодоменных и квазиоднодоменных взаимодействующих частиц

• Автор: Афремов, Леонид Лазаревич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Владивосток
• Количество страниц: 229 с. : ил.

Глава 1. Магнитные состояния и магнитные свойства ансамбля одно- и квазиоднодоменных частиц (обзор)
1.1. Одно доменные и квазиоднодоменные состояния гомогенных частиц
1.1.1. Распределение намагниченности в малом зерне
1.1.2. Намагничивание однодоменных частиц
1.1.3. Намагничивание квазиоднодоменных частиц
1.2. Магнитные состояния гетерогенных частиц
1.3. Влияние термических флуктуаций на магнитные состояния ансамбля малых частиц
1.4. Некоторые виды остаточной намагниченности
1.4.1. Нормальная остаточная намагниченность
1.4.2. Вязкая намагниченность
1.4.3. Термовязкая намагниченность
1.4.4. Переходная термоостаточная намагниченность
1.4.5. Термоостаточная намагниченность
1.4.6. Влияние механических нагрузок на процессы намагничивания
1.4.7. Кристаллизационная намагниченность
1.5. Магнитостатическое взаимодействие в ансамбле малых частиц
Глава 2. Магнитные состояния химически однородных однодоменных зерен
2.1. Равновесные состояния магнитного момента однодоменной несферической частицы
2.1.1. Магнитные состояния зерна с к а > 0, км > 0
2.1.2. Температурная зависимость критического поля однодоменной частицы
2.1.3. Зависимость магнитного состояния однодоменной частицы от знака констант анизотропии
2.2. Влияние механических напряжений на магнитные состояния однодоменных частиц
2.3. Магнитные состояния кристаллов с кубической симметрией
Глава 3. Магнитные состояния гетерогенных частиц
3.1. Распределение магнитного момента в гетерогенном зерне
3.2. Магнитные состояния двухфазных частиц
3.2.1. Модель двухфазной частицы
3.2.2. Равновесные состояния двухфазной частицы
3.2.3. Основные и метастабильные состояния двухфазной частицы
3.3. Влияние температуры на магнитные состояния гетерогенных частиц
3.3.1. Распределение двухфазных частиц по состояниям
3.3.2. Диаграммы магнитных состояний суперпарамаг-нитных двухфазных частиц
Глава 4. Устойчивость магнитных состояний одно- и квази-однодоменных частиц
4.1. Модель двухдоменной частицы
4.2. Устойчивость магнитных состояний однородно намагниченной гомогенной частицы
4.2.1. Основные и метастабильные состояния зерен магнетита
4.2.2. Анализ результатов моделирования для магнетита
4.2.3. Критические размеры частиц железа
4.3. Магнитные состояния гетерогенных частиц
Глава 5. Магнитные свойства системы химически однородных невзаимодействующих частиц
5.1. Нормальная остаточная намагниченность и ее коэрцитивный спектр
5.2. Термическое возбуждение однодоменных частиц. Вязкая намагниченность
5.3. Переходная термоостаточная намагниченность и «память» в системе однодоменных частиц
5.4. Различные виды пьезоостаточной намагниченности
5.5. Влияние наведенной анизотропии на остаточную намагниченность и начальную восприимчивость системы однодоменных частиц
5.6. Гистерезисные характеристики многоосных частиц
Глава 6. Магнитостатическое взаимодействие в системе малых частиц
6.1. Особенности магнитостатического взаимодействия в ансамбле растущих однодоменных зерен
6.2. Зависимость магнитостатического взаимодействия от размерности ансамбля
6.2.1. Малые концентрации
6.2.2. Большие концентрации
6.3. Распределение магнитных моментов системы однодоменных взаимодействующих частиц
6.4. Магнитостатическое взаимодействие в системе двухфазных частиц
Глава 7. Намагничивание ансамбля гомогенных взаимодействующих частиц

различными fcjv и а критическое поле (2.9) может меняться от 1я(кл + км) до ^Пікл + км), в то время как поле, определяемое формулой (2.10) — от //о = 1/,ч(/сд + fcjv) до Но — 13{кл + few). То есть, в области слабых полей реализуются повороты первого типа.
2.1.2. Температурная зависимость критического поля однодоменной частицы
Следует особо отметить не монотонную температурную зависимость критического поля (Hq = КIs). Так, в области температур, где j-С критическое поле зерна с фиксированным значением анизотропии формы и а > | может иметь минимум
Homin = км Is sin 2о! (2.11)
при температуре, определяемой равенством
к A (Tmin) = -км cos 2а (2.12)
При температурах, близких к температуре Кюри, пренебречь зависимостью IS(T) нельзя, поэтому условие (2.12) следует заменить на к а + км cos 2 а дкл r dls ,,
К ~&Г8+дТ =0‘ ^2'13')
Принимая теоретическую температурную зависимость константы естественной кристаллографической анизотропии [30] кд(Т) — кл(То)щщ, легко показать, что для частицы с (| — |) < а ^ | критическое поле становиться минимальным
I J
Но min = kN Is (Tmin) r + r cos 2а/9 cos2 2а - 8 - - cos2 2а (2.14)

при
M^min) = % cos 2a+yl cos2 2а - ^ J (2.15)
При дальнейшем увеличении температуры критическое поле возрастает ОТ Нq min ДО
-ffomax = kNIs(Tmax) Q - ^ cos 2ал/9 COS2 2а - 8 - ^ cos2 2а^ (2.16)