Магнитная анизотропия. РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА. Глоссарий по физике

Магнитная анизотропия - зависимость магн. свойств (в узком смысле - намагниченности)от выделенного направления в образце (магнетике). Существуют разл. виды М. а. Зависимость намагниченности от её направления относительно кристаллографич. осей в кристаллах наз. естественной кристаллографической М. а. Кроме того, М. а. может возникать вследствие магнитоупругих деформаций, при наличии внеш. или внутр. напряжений (наведённая М. а.), а также из-за анизотропии формы образца. М. а. существенно влияет на процессы намагничивания п перемагничивания, на магнитную доменную структуру п др. свойства магнетиков.

Энергию кристаллографич. М. а. однородно намагниченного ферромагнетика можно записать в виде

где

- направляющие косинусы вектора спонтанной намагниченности M, а р, q, r - целые числа. Коэф. К_par (р+q+r=2n) наз. константой М. а. порядка п. В теории М. а. часто используется вместо (1) разложение по сферич. гармоникам. Конкретный вид выражения (1) и число линейно независимых коэф. K_pqr при данном п полностью определяются симметрией кристалла. Константы М. а. являются функциями внеш. параметров: температуры Т, давления Р и т. д.

Из (1) следует, что

имеет минимумы и максимумы при определённых значениях

. Соответствующие направления наз. осями лёгкого намагничивания (ОЛН) и трудного намагничивания. В отсутствие внеш. магн. поля Н вектор спонтанной намагниченности М (внутри домена)направлен по ОЛН. В поле Н он поворачивается, приближаясь к направлению поля с возрастанием его величины. Критич. значения Н=Н_A, при к-рых М устанавливается по H при намагничивании в трудных направлениях, наз. полями анизотропии. Значения Н_А связаны с константами М. а. Так, для кристалла кубич. сингонии при намагничивании вдоль оси [110], а также для кристаллов гексагональной сингонии H_A = 2K/M. Типичные кривые намагничивания монокристалла Fe с объёмноцентрированной кубич. решёткой приведены на рис. 1.

Константы М. а. могут быть определены из эксперим. данных: 1) по площади кривых намагничивания

для разных кристаллографич. направлений; 2) по измерению крутящих моментов в анизометре магнитном; 3) по закону приближения магнетика к состоянию магн. насыщения (в поликристаллах); 4) по частоте ферромагнитного резонанса. В нек-рых случаях (редкоземельные металлы) можно использовать связь констант М. а. с анизотропией парамагн. восприимчивости. Значения К_п определены для большинства магн. материалов в широком интервале температур. На рис. 2 приведены К₁(Т)и К₂(Т)для Fe [в отличие от определения (1) нумерация констант М. а. здесь дана в порядке их следования, без учёта констант, обращающихся в нуль из условий симметрии]. М. а. в ферри-магнетиках, антиферромагнетиках и слабых ферромагнетиках (см. Ферримагнетизм, Слабый ферромагнетизм)имеет обычно более сложный характер, чем в ферромагнетиках.

Теоретич. исследования М. а. направлены на установление осн. микроскопии, механизмов возникновения анизотропии и определение значений и температурной зависимости коэф. К_п. С точки зрения природы М. а. все магнетики делятся на два типа: спиновые и орбитальные. К первым относятся магнетики на основе d-переходных элементов (группы Fe), ко вторым - редкоземельные 4f-магнетики. Среди магнетиков группы урана имеются представители обоих типов. В спиновых d-магнетиках орбитальные моменты L электронов почти заморожены (см. "Замораживание" орбитальных моментов), так что квантовомеханич. ср. значения

и магн. момент атомов (ионов) определяется величиной их спина. Спины S сами по себе "не чувствуют" анизотропии кристалла. М. а. возникает за счёт частичного размораживания моментов L cnuн-oрбumалъным взаимодействием (СОВ) с энергией

(

- постоянная СОВ). При этом малый размороженный момент l ориентируется вдоль ОЛН, ориентируя, в свою очередь, суммарный спиновый момент за счёт СОВ. Энергия М. а. для этого случая (одноосная анизотропия)

, где

- разность энергий электронов в состояниях, для к-рых матричный элемент L отличен от нуля. Т. о., М. а. представляет собой результат совместного действия анизотропного внутрикристаллического поля и спин-орбитального взаимодействия.

Ф. Блох и Г. Джентиль (F. Bloch, G. Gentile, 1931), а затем Дж. Ван Флек (J. Van Vleck, 1937) рассмотрели М. а. в модели локализованных спинов. Н. С. Акулов (1936) для кубич. кристаллов и К. Зинер (С. Zener, 1954) в. более общем случае путём усреднения зависимости энергии М. а. от отклонений магн. момента в поле кристалла получили температурную зависимость К_п (при разложении по сферич. гармоникам):

где М - спонтанная намагниченность. Ф-ла (2) была получена затем во мн. работах (в т. ч. в рамках теории спиновых волн), однако её согласие с экспериментом в ряде случаев неудовлетворительно. Так, напр., в металлах часто наблюдаются даже изменения знака К_п(Т). Имеются разл. попытки улучшения теории (в частности, путём учёта теплового расширения магнетика), но осн. причина плохого согласия теории и эксперимента связана, по-видимому, с неприменимостью модели локализованных спинов к зонным маг-нетикам (см. Зонный магнетизм).

В d-металлах величина

(т, т' - номера вырожденных подзон, k - квазиимпульс электрона). Оценки

не очень точны. При

эрг,

эрг значение

эрг. Т. о.,

эрг, где

- энергия размороженного момента l во внутрикристаллич. поле. Намагничивание в этом случае обусловлено отклонением S от ОЛН в меру отношения

. При этом l практически не отклоняется из-за большой величины

. При

Э спиновая намагниченность насыщается. Расчёты функции

для d-металлов (Е. И. Кондорский, 1971) показали сильную зависимость М. а. от деталей зонной структуры магнетика.

В орбитальных 4/-магнетиках М. а. определяется энергией полных атомных моментов J=L+S во внутрикристаллич. поле. Энергия СОВ в этом случае велика.

(в противоположность d-магнетикам), в силу чего при намагничивании вектор J вращается как единое целое, а константы М. а. определяются энергией моментов J во внутрикристаллич. поле. Так, для одноосных кристаллов

где

- коэф. Стивенса, r_f - радиус f-оболочки,

- эффективный заряд ина, с и а - параметры решётки. Ф-ла (3) соответствует одноионной анизотропии и удовлетворительно согласуется с экспериментом как по порядку величины (K₁~10⁸ эрг/см³), так и по зависимости (через

) от номера элемента в ряду редкоземельных металлов (К₁ меняет знак между Но и Er, Nd и Рт, как это и наблюдается на опыте).

Помимо одноионного вклада (3) в энергию М. а. существуют также т. н. двухионные вклады, обусловленные анизотропным обменным взаимодействием магн. ионов и их диполь-дипольным взаимодействием. Определение величины этих вкладов возможно по концентрац. зависимости К_п в сплавах. Существующие эксперим. данные указывают на преимущественно одноионный характер М. а. в 4f-магнетиках.

Большая величина М. а. в редкоземельных элементах имеет решающее значение для создания рекордно жёстких магн. материалов (типа SmCo₅), имеющих широкое техн. применение.

Высокие значения констант М. а. наблюдаются также в нек-рых соединениях актинидов, напр. в US

эрг/см³ (см. Актинидные магнетики).

Литература по магнитной анизотропии

Знаете ли Вы, что такое "усталость света"?
Усталость света, анг. tired light - это явление потери энергии квантом электромагнитного излучения при прохождении космических расстояний, то же самое, что эффект красного смещения спектра далеких галактик, обнаруженный Эдвином Хабблом в 1926 г.
На самом деле кванты света, проходя миллиарды световых лет, отдают свою энергию эфиру, "пустому пространству", так как он является реальной физической средой - носителем электромагнитных колебаний с ненулевой вязкостью или трением, и, следовательно, колебания в этой среде должны затухать с расходом энергии на трение. Трение это чрезвычайно мало, а потому эффект "старения света" или "красное смещение Хаббла" обнаруживается лишь на межгалактических расстояниях.
Таким образом, свет далеких звезд не суммируется со светом ближних. Далекие звезды становятся красными, а совсем далекие уходят в радиодиапазон и перестают быть видимыми вообще. Это реально наблюдаемое явление астрономии глубокого космоса. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.