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 низкочастотные электромагнитные волны частотой менее 100 КГц коренным образом отличаются от более высоких частот падением скорости электромагнитных волн пропорционально корню квадратному их частоты от 300 тысяч кмилометров в секунду при 100 кГц до примерно 7 тыс км/с при 50 Гц.