süperparamanyetizma - Superparamagnetism

Süperparamanyetizma , küçük ferromanyetik veya ferrimanyetik nanoparçacıklarda görülen bir manyetizma şeklidir . Yeterince küçük nanoparçacıklarda, manyetizasyon sıcaklığın etkisi altında rastgele yön değiştirebilir. İki takla arasındaki tipik süre, Néel gevşeme süresi olarak adlandırılır . Harici bir manyetik alanın yokluğunda, nanoparçacıkların manyetizasyonunu ölçmek için kullanılan süre, Néel gevşeme süresinden çok daha uzun olduğunda, manyetizasyonları ortalama sıfır gibi görünür; süperparamanyetik durumda oldukları söylenir. Bu durumda, harici bir manyetik alan, bir paramagnete benzer şekilde nanoparçacıkları manyetize edebilir . Bununla birlikte, manyetik duyarlılıkları paramagnetlerinkinden çok daha büyüktür.

Manyetik alan yokluğunda Néel gevşemesi

Normal olarak, herhangi bir ferromanyetik veya ferrimanyetik malzeme, Curie sıcaklığının üzerinde bir paramanyetik duruma geçişe uğrar . Süperparamanyetizma, malzemenin Curie sıcaklığının altında gerçekleştiği için bu standart geçişten farklıdır.

Süperparamanyetizma, tek alanlı , yani tek bir manyetik alandan oluşan nanoparçacıklarda meydana gelir . Bu, malzemeye bağlı olarak çapları 3–50 nm'nin altında olduğunda mümkündür. Bu durumda, nanoparçacıkların manyetizasyonunun, nanoparçacığın atomları tarafından taşınan tüm bireysel manyetik momentlerin toplamı olan tek bir dev manyetik moment olduğu kabul edilir. Süperparamanyetizma alanındakiler buna "makro-spin yaklaşımı" diyorlar.

Nanoparçacığın manyetik anizotropisi nedeniyle , manyetik moment genellikle bir enerji bariyeri ile ayrılmış, birbirine antiparalel sadece iki kararlı yönelime sahiptir . Kararlı yönelimler, nanoparçacığın "kolay eksen" olarak adlandırılan yönünü tanımlar. Sonlu sıcaklıkta, manyetizasyonun yönünü değiştirmesi ve tersine çevirmesi için sonlu bir olasılık vardır. İki vuruş arasındaki ortalama süreye Néel gevşeme süresi denir ve aşağıdaki Néel-Arrhenius denklemi ile verilir: $\tau _{\metin{N}}$

\tau _{\text{N}}=\tau _{0}\exp \left({\frac {KV}{k_{\text{B}}T}}\sağ)

,

nerede:

$\tau _{\metin{N}}$ bu nedenle, termal dalgalanmaların bir sonucu olarak nanoparçacığın manyetizasyonunun rastgele dönmesi için geçen ortalama süredir .
${\görüntüleme stili \tau _{0}}$ deneme süresi veya deneme süresi olarak adlandırılan, malzemenin özelliği olan bir süredir (karşılığı deneme frekansı olarak adlandırılır ); tipik değeri 10 ⁻⁹ ile 10 ⁻¹⁰ saniye arasındadır.
K , nanoparçacığın manyetik anizotropi enerji yoğunluğu ve V hacmidir. Bu nedenle KV , başlangıçtaki kolay eksen yönünden, bir “sert düzlem” boyunca diğer kolay eksen yönüne hareket eden manyetizasyonla ilişkili enerji bariyeridir .
k _B , Boltzmann sabitidir .
T sıcaklıktır.

Bu süre, birkaç nanosaniyeden yıllara kadar veya çok daha uzun olabilir. Özellikle, Néel gevşeme süresinin tane hacminin üstel bir fonksiyonu olduğu görülebilir, bu da dökme malzemeler veya büyük nanopartiküller için çevirme olasılığının neden hızla ihmal edilebilir hale geldiğini açıklar.

engelleme sıcaklığı

Tek bir süperparamanyetik nanoparçacığın manyetizasyonunun ölçüldüğünü düşünelim ve ölçüm zamanı olarak tanımlayalım . Eğer nanoparçacık manyetizasyonu ölçüm sırasında birkaç kez dönecekse, ölçülen manyetizasyon ortalama sıfır olacaktır. Eğer ölçülen mıknatıslanma anlık mıknatıslanma ölçümü başında ne olacak, böylece mıknatıslanma, ölçüm sırasında çevirmek olmaz. İlk durumda, nanoparçacık süperparamanyetik durumda görünecek, ikinci durumda ise ilk durumunda "engellenmiş" görünecektir. $\tau _{\metin{m}}$ $\tau _{\text{m}}\gg \tau _{\text{N}}$ $\tau _{\text{m}}\ll \tau _{\text{N}}$

Nanoparçacığın durumu (süperparamanyetik veya bloke), ölçüm süresine bağlıdır. Süperparamanyetizma ve bloke durum arasında bir geçiş, olduğunda meydana gelir . Birkaç deneyde, ölçüm süresi sabit tutulur, ancak sıcaklık değişir, bu nedenle süperparamanyetizma ve bloke durum arasındaki geçiş, sıcaklığın bir fonksiyonu olarak görülür. Sıcaklık olarak adlandırılır engelleme sıcaklığı : $\tau _{\text{m}}=\tau _{\text{N}}$ $\tau _{\text{m}}=\tau _{\text{N}}$

T_{\text{B}}={\frac {KV}{k_{\text{B}}\ln \left({\frac {\tau _{\text{m}}}}{\tau _{0}}}\sağ)}}

Tipik laboratuvar ölçümleri için, önceki denklemdeki logaritmanın değeri 20–25 mertebesindedir.

Manyetik alanın etkisi

(mavi çizgi) ile karşılaştırıldığında Langevin işlevi (kırmızı çizgi).

{\textstyle \tanh \sol({\frac {1}{3}}x\sağ)}

Süperparamanyetik nanoparçacıklardan oluşan bir düzeneğe harici bir manyetik alan H uygulandığında, manyetik momentleri uygulanan alan boyunca hizalanma eğilimi gösterir ve net bir manyetizasyona yol açar. Düzeneğin manyetizasyon eğrisi, yani uygulanan alanın bir fonksiyonu olarak manyetizasyon, tersinir bir S-şekilli artan fonksiyondur . Bu işlev oldukça karmaşıktır ancak bazı basit durumlar için:

Tüm parçacıklar aynıysa (aynı enerji bariyeri ve aynı manyetik moment), kolay eksenlerinin tümü uygulanan alana paralel olarak yönlendirilir ve sıcaklık yeterince düşükse ( T _B < T ≲ KV /(10 k _B )), o zaman düzeneğin manyetizasyonu
$M(H)\yaklaşık n\mu \tanh \sol({\frac {\mu _{0}H\mu }{k_{\text{B}}T}}\sağ)$ .
Tüm parçacıklar aynıysa ve sıcaklık yeterince yüksekse ( T ≳ KV / k _B ), o zaman kolay eksenlerin yönlerinden bağımsız olarak:
$M(H)\yaklaşık n\mu L\sol({\frac {\mu _{0}H\mu }{k_{\text{B}}T}}\sağ)$

Yukarıdaki denklemlerde:

n , numunedeki nanoparçacıkların yoğunluğudur
${\textstyle \mu _{0}}$ bir manyetik geçirgenliğe vakum
${\metin stili \mu }$ bir nanoparçacığın manyetik momentidir
${\textstyle L(x)={\frac {1}{\tanh(x)}}-{\frac {1}{x}}}$ olan Langevin işlevi

Fonksiyonun ilk eğimi , örneğin manyetik duyarlılığıdır : ${\görüntüleme stili M(H)}$ ${\görüntüleme stili \chi }$

\chi ={\begin{cases}\displaystyle {\frac {n\mu _{0}\mu ^{2}}{k_{\text{B}}T}}&{\text{için 1. vaka}}\\\displaystyle {\frac {n\mu _{0}\mu ^{2}}{3k_{\text{B}}T}}&{\text{2. vaka için}} \end{durumlar}}

İkinci duyarlılık, nanoparçacıkların kolay eksenleri rastgele yönlendirilmişse, tüm sıcaklıklar için de geçerlidir . $T>T_{\metin{B}}$

Bu denklemlerden, büyük nanoparçacıkların daha büyük bir µ'ye ve dolayısıyla daha büyük bir duyarlılığa sahip olduğu görülebilir . Bu, süperparamanyetik nanoparçacıkların neden standart paramanyetiklerden çok daha büyük bir duyarlılığa sahip olduğunu açıklar: tam olarak büyük bir manyetik momente sahip bir paramagnet gibi davranırlar.

Manyetizasyonun zamana bağlılığı

Nanopartiküller tamamen bloke edildiğinde ( ) veya tamamen süperparamanyetik olduğunda ( ) manyetizasyonun zamana bağlılığı yoktur . Ancak, ölçüm süresinin ve gevşeme süresinin karşılaştırılabilir büyüklüğe sahip olduğu dar bir pencere vardır . Bu durumda, duyarlılığın frekansa bağımlılığı gözlemlenebilir. Rastgele yönlendirilmiş bir örnek için karmaşık duyarlılık: $T\ll T_{\metin{B}}$ $T\gg T_{\metin{B}}$ $T_{\metin{B}}$

\chi (\omega )={\frac {\chi _{\text{sp}}+i\omega \tau \chi _{\text{b}}}{1+i\omega \tau } }

nerede

${\textstyle {\frac {\omega} {2\pi }}}$ uygulanan alanın frekansıdır
${\textstyle \chi _{\text{sp}}={\frac {n\mu _{0}\mu ^{2}}{3k_{\text{B}}T}}}$ süperparamanyetik durumda duyarlılıktır
${\textstyle \chi _{\text{b}}={\frac {n\mu _{0}\mu ^{2}}{3KV}}}$ engellenmiş durumdaki duyarlılıktır
${\textstyle \tau ={\frac {\tau _{\text{N}}}{2}}}$ Meclisin dinlenme zamanıdır

Bu frekansa bağlı duyarlılıktan, düşük alanlar için manyetizasyonun zamana bağımlılığı türetilebilir:

\tau {\frac {\mathrm {d} M}{\mathrm {d} t}}+M=\tau \chi _{\text{b}}{\frac {\mathrm {d} H }{\mathrm {d} t}}+\chi _{\text{sp}}H

Ölçümler

Bir süperparamanyetik sistem, uygulanan bir manyetik alanın zamanla değiştiği ve sistemin manyetik tepkisinin ölçüldüğü AC duyarlılık ölçümleri ile ölçülebilir. Frekansı 1 / τ çok daha yüksek olduğu zaman: bir süperparamanyetik sistemi karakteristik frekans bağımlılık gösterir _N frekansı çok 1 / τ daha düşük olduğu zaman farklı bir manyetik cevap vermez, _N ikinci durumda, çünkü ancak birincisi, ferromanyetik kümelerin, manyetizasyonlarını ters çevirerek alana yanıt vermek için zamanları olacaktır. Kesin bağımlılık, komşu kümelerin birbirinden bağımsız davrandığı varsayılarak Néel-Arrhenius denkleminden hesaplanabilir (kümeler etkileşime girerse davranışları daha karmaşık hale gelir). Görünür dalga boyu aralığında demir oksit nanoparçacıkları gibi manyeto-optik olarak aktif süperparamanyetik malzemelerle manyeto-optik AC duyarlılık ölçümleri yapmak da mümkündür.

Sabit sürücüler üzerindeki etkisi

Süperparamanyetizma , kullanılabilecek minimum parçacık boyutu nedeniyle sabit disk sürücülerinin depolama yoğunluğuna bir sınır koyar . Alan yoğunluğu üzerindeki bu sınır , süperparamanyetik sınır olarak bilinir .

Daha eski sabit disk teknolojisi, uzunlamasına kayıt kullanır . Tahmini limiti 100 ila 200 Gbit/in ^2'dir .
Mevcut sabit disk teknolojisi, dikey kayıt kullanır . Temmuz 2020 itibariyle, yaklaşık 1 Tbit/in ² yoğunluğa sahip sürücüler ticari olarak mevcuttur. Bu, 1999'da tahmin edilen geleneksel manyetik kayıt sınırındadır.
Halihazırda geliştirilmekte olan gelecekteki sabit disk teknolojileri şunları içerir: çok daha küçük boyutlarda kararlı malzemeler kullanan ısı destekli manyetik kayıt (HAMR) ve mikrodalga destekli manyetik kayıt (MAMR). Bir bitin manyetik yönü değiştirilmeden önce lokal ısıtma veya mikrodalga uyarımı gerektirirler. Bit desenli kayıt (BPR), ince taneli ortamların kullanılmasını önler ve başka bir olasılıktır. Ayrıca, skyrmion olarak bilinen manyetizasyonun topolojik bozulmalarına dayanan manyetik kayıt teknolojileri önerilmiştir.

Uygulamalar

Genel uygulamalar

Ferrofluid : ayarlanabilir viskozite

Biyomedikal uygulamalar

Görüntüleme: kontrast maddeleri olarak , manyetik rezonans görüntüleme (MRG)
Manyetik ayırma: hücre-, DNA-, protein- ayırma, RNA avcılığı
Tedaviler: hedefe yönelik ilaç dağıtımı , manyetik hipertermi , manyetofection

Ayrıca bakınız

Referanslar

Notlar

Kaynaklar

Neel, L. (1949). "Théorie du traînage magnétique des ferromagnétiques en tahıl yüzgeçleri avec uygulamaları aux terres cuites" (PDF) . Anne. Geophys. (Fransızcada). 5 : 99–136.İngilizce çevirisi Kurti, N., ed. (1988). Louis Néel'in Seçilmiş Eserleri . New York: Gordon ve İhlal. s. 407–427. ISBN'si 978-2-88124-300-4.
Weller, D.; Moser, A. (1999). "Ultra Yüksek Yoğunluklu Manyetik Kayıtta Termal Etki Sınırları". Manyetiklerde IEEE İşlemleri . 35 (6): 4423–4439. Bibcode : 1999ITM....35.4423W . doi : 10.1109/20.809134 .

Languages

In other projects