Антиферромагнетизм и ферримагнетизм представляют собой два вида магнитного упорядочения, характерного для кристаллических твердых тел, в которых взаимодействия между спинами соседних атомов или ионов приводят к возникновению упорядоченной магнитной структуры. Эти явления являются результатом обменного взаимодействия, описываемого через гамильтониан Геккеля:
ℋ = −∑i, jJijSi ⋅ Sj,
где Jij — константа обменного взаимодействия между спинами Si и Sj. Знак Jij определяет тип упорядочивания:
Ферримагнетизм возникает в случае антипараллельного выравнивания спинов, но с различными магнитными моментами на подрешетках, что приводит к ненулевой суммарной намагниченности.
Антиферромагнетики обычно имеют кристаллические структуры с двумя или более подрешетками, на которых расположены спины с одинаковым магнитным моментом, но антипараллельной ориентацией. Простейший пример — структура типа NaCl, где ионы с противоположными магнитными моментами чередуются.
Ферримагнетики обладают подрешетками с разными магнитными моментами, как это наблюдается в оксидах железа (например, Fe3O4), где ионы Fe2+ и Fe3+ занимают различные позиции, что приводит к частичной компенсации спинов и наличию остаточной намагниченности.
Ключевыми температурными характеристиками являются:
При T < TN или T < TC спины образуют стабильное упорядочение. Выше этих температур тепловая энергия превышает энергию обменного взаимодействия, и магнитный порядок разрушается.
Зависимость намагниченности M(T) для антиферромагнетика при слабом внешнем поле описывается законом Кюри–Вейса для подрешеток:
$$ \chi(T) = \frac{C}{T + \theta}, $$
где θ ≈ TN, а C — постоянная Кюри. Для ферримагнетиков поведение сложнее из-за наличия нескольких подрешеток с разными моментами, что приводит к кривым намагниченности с характерными максимумами (эффект компенсации).
Антиферромагнетики демонстрируют слабую намагниченность при внешнем поле, поскольку суммарный момент близок к нулю. Однако за счет спиновой анизотропии могут проявляться слабые ферромагнитные компоненты (эффект Дмот-Славянов).
Ферримагнетики обладают сильной остаточной намагниченностью и коэрцитивной силой, схожей с ферромагнетиками, но с особенностями температурной зависимости из-за различий подрешеток.
Магнитная анизотропия в этих материалах часто определяется кристаллографической структурой, обменной анизотропией и магнитострикцией. В ферримагнитных материалах она является ключевым фактором для создания магнитных носителей информации и устройств памяти.
Для антиферромагнетиков характерны спиновые волны, или магноны, с двумя ветвями: акустической и оптической. Акустическая ветвь описывает колебания, при которых спины соседних подрешеток колеблются почти синфазно, оптическая — противофазно.
Энергия магнонов определяется дисперсионным законом:
$$ \hbar \omega(\mathbf{k}) = 2|J|S \sqrt{1 - \gamma_{\mathbf{k}}^2}, $$
где γk зависит от геометрии решетки, а S — спин.
Ферримагнитные магноны обладают аналогичной структурой, но остаточная намагниченность приводит к смещению частот и несимметричной дисперсии.
Антиферромагнетики находят применение в датчиках магнитного поля, магнитных резонансах и в современной спинтронике, где их низкая намагниченность минимизирует взаимное влияние элементов.
Ферримагнетики широко используются в постоянных магнитах, магнитных носителях информации и устройствах памяти с высокой плотностью записи. Их уникальная комбинация остаточной намагниченности и термической стабильности делает их ключевыми в технологии магнитной индустрии.