«Магнитная анизотропия»

неодинаковость магнитных свойств тел по различным направлениям. Причина М. а. заключается в анизотропном характере магнитного взаимодействия между атомными носителями магнитного момента в веществах. В изотропных газах, жидкостях, поликристаллических твёрдых телах М. а. в макромасштабе не проявляется. Напротив, в монокристаллах М. а. приводит к большим наблюдаемым эффектам, например к различию величины магнитной восприимчивости парамагнетиков вдоль различных направлений в кристалле. Особенно велика М. а. в монокристаллах ферромагнетиков, где она проявляется в наличии осей лёгкого намагничивания (См. Ось лёгкого намагничивания), вдоль которых направлены векторы самопроизвольной намагниченности J_s ферромагнитных доменов (См. Домены). Мерой М. а. для данного направления в кристалле является работа намагничивания внешнего магнитного поля, необходимая для поворота вектора J_s из положения вдоль оси наиболее лёгкого намагничивания в новое положение — вдоль внешнего поля. Эта работа при постоянной температуре определяет свободную энергию (См. Свободная энергия)М. а.F_aн для данного направления (см. Ферромагнетизм). ЗависимостьF_aн от ориентации J_s в кристалле определяется из соображений симметрии. Например, для кубических кристаллов:

где α₁, α₂, α₃ — направляющие косинусыJ_sотносительно осей кристалла [100] (рис.), K₁— первая константа естественной кристаллографической М. а. Величина и знак её определяются атомной структурой вещества, а также зависят от температуры, давления и т.п. Например, в железе при комнатной температуре K₁ Магнитная анизотропия 10⁵эрг/см³ (10⁴ дж/м³), а в никеле K₁ Магнитная анизотропия —10⁴ эрг/см³(—10³ дж/м³). С ростом температуры эти величины уменьшаются, стремясь к нулю в Кюри точке (См. Кюри точка). У антиферромагнетиков, ввиду наличия у них не менее двух магнитных подрешёток (J₁ иJ₂), имеется, по крайней мере, две константы М. а. Для одноосного антиферромагнитного кристалла F_ан записывается в виде

(z — направление оси М. а.). Значения констант аиb того же порядка, что и у ферромагнетиков. У антиферромагнетиков наблюдается большая анизотропия магнитной восприимчивости (См. Магнитная восприимчивость) χ; вдоль оси лёгкого намагничивания χ стремится с понижением температуры к нулю, а в перпендикулярном к оси направлении (ниже Нееля точки (См. Нееля точка)) χ не зависит от температуры.

Экспериментально константы М. а. могут быть определены из сопоставления значений энергии М. а. для различных кристаллографических направлений. Другой метод определения констант М. а. сводится к измерению моментов вращения, действующих на диски из ферромагнитных монокристаллов во внешнем поле (см. Анизометр магнитный), так как эти моменты пропорциональны константам М. а. Наконец, эти константы можно определить графически по площади, ограниченной кривыми намагничивания ферромагнитных кристаллов и осью намагниченности, ибо эта площадь также пропорциональна константам М. а. Значения констант М. а. могут быть определены также из данных по электронному парамагнитному резонансу (См. Электронный парамагнитный резонанс) (для парамагнетиков), по ферромагнитному резонансу (См. Ферромагнитный резонанс) (для ферромагнетиков) и по антиферромагнитному резонансу (См. Антиферромагнитный резонанс) (для антиферромагнетиков). Вследствие магнитострикции (См. Магнитострикция) в магнетиках наряду с естественной кристаллографической М. а. наблюдается также магнитоупругая анизотропия, которая возникает при наложении на образец внешних односторонних напряжений. В поликристаллах, при наличии в них текстуры магнитной (См. Текстура магнитная) или текстуры (См. Текстура) кристаллографической, также проявляется М. а.

Лит.: Акулов Н. С., Ферромагнетизм, М. — Л., 1939; Бозорт Р, Ферромагнетизм, перевод с английского, М., 1956; Вонсовский С. В. и Шур Я. С., Ферромагнетизм, М. — Л., 1948; Вонсовский С. В., Магнетизм, М, 1971.

С. В. Вонсовский.

Магнитная анизотропия кубических монокристаллов железа. Приведены кривые намагничивания для трёх главных кристаллографических осей [100], [110] и [111] ячейки кристалла железа; J — намагниченность, Н — напряжённость намагничивающего поля.

МАГНИТНАЯ анизотропия - зависимость магнитных свойств тел (напр., намагниченности) от выделенного в образце (магнетике) направления. Зависимость намагниченности от ее направления относительно кристаллографических осей в кристалле называется естественной кристаллографической магнитной анизотропией. Кроме того, Магнитная анизотропия может возникнуть вследствие магнитоупругих деформаций, при наличии внешних и внутренних напряжений (наведенная Магнитная анизотропия), а также из-за анизотропии формы образца. Магнитная анизотропия влияет на процессы намагничивания, на магнитную доменную структуру и др. свойства магнетиков.

magnetic anisotropy

magnetic anisotropy

МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ

неодинаковость магн. св-в тел по разл. направлениям. Причина М. а. заключается в анизотропном характере магн. вз-ствия между атомами носителями магнитного момента в в-вах. В изотропных газах, жидкостях, аморфных телах (напр., металлич. стёклах) и поликристаллич. тв. телах М. а. в макромасштабе, как правило, не проявляется. Напротив, в монокристаллах М. а. приводит к большим наблюдаемым эффектам, напр. к различию величины магнитной восприимчивости парамагнетиков вдоль разл. направлений в кристалле. М. а.— результат магн. вз-ствия соседних магн. ионов и более сложных вз-ствий эл-нов этих ионов с существующими внутри кристалла электрич. полями (см. ВПУТРИКРИСТАЛЛИЧЕСКОЕ ПОЛЕ). Особенно велика М. а. в монокристаллах ферромагнетиков, где она проявляется в наличии осей лёгкого намагничивания (гл. осей симметрии кристаллов), вдоль к-рых направлены векторы самопроизвольной намагниченности Js ферромагн. доменов (см. ФЕРРОМАГНЕТИЗМ). Мерой М. а. для данного направления в кристалле явл. работа намагничивания внеш. магн. поля, необходимая для поворота вектора Js из положения вдоль оси наиболее лёгкого намагничивания в новое положение — вдоль внеш. поля. Эта работа при пост. темп-ре определяет свободную энергию М. a. Faн для данного направления. Зависимость Fан (IT ориентации Js в кристалле определяется из соображений симметрии (см. СИММЕТРИЯ КРИСТАЛЛОВ). Напр., для кубич. кристаллов:

где a1,a2, a3 — направляющие косинусы Js относительно осей кристалла (100) (рис.), К1 — первая константа естественной кристаллографич. М. а. Величина и знак её определяются атомной кристаллич. структурой в-ва, а также зависят от темп-ры, давления и т. п. Напр., в Fe при комнатной темп-ре K1 = 105 эрг/см3 (104 Дж/м3), а в Ni К1 = -104 эрг/см3 (-103 Дж/м3). С ростом темп-ры К1 уменьшается, стремясь к нулю в Кюри точке.

Магн. анизотропия кубич. монокристаллов железа. Приведены кривые намагничивания для трёх гл. кристаллографич. осей (100), (110) и (111) ячейки кристалла железа; J — намагниченность, Н — напряжённость намагничивающего поля.

У антиферромагнетиков, ввиду наличия у них не менее двух магнитных подрешёток (J1 и J2), имеются, по крайней мере, две константы М. а. Для одноосного антиферромагн. кристалла

z — направление оси М. а. Значения констант а и b того же порядка, что и у ферромагнетиков. У антиферромагнетиков наблюдается большая анизотропия магн. восприимчивости c; вдоль оси лёгкого намагничивания к стремится с понижением темп-ры к нулю, а в перпендикулярном к оси направлении (ниже Нееля точки) к не зависит от темп-ры.

Экспериментально константы М. а. могут быть определены из сопоставления значений энергии М. а. для разл. кристаллографич. направлений. Другой метод определения констант М. а. сводится к измерению моментов вращения, действующих на диски из ферромагн. монокристаллов во внеш. поле (см. АНИЗОМЕТР МАГНИТНЫЙ), т. к. эти моменты пропорц. константам М. а. Наконец, эти константы можно определить графически по площади, ограниченной кривыми намагничивания ферромагн. кристаллов и осью намагниченности, ибо эта площадь также пропорц. константам М. а. Значения констант М. а. могут быть определены также из данных по электронному парамагнитному резонансу (для парамагнетиков), по ферромагнитному резонансу (для ферромагнетиков) и по антиферромагнитному резонансу (для антиферромагнетиков). Вследствие магнитострикции в магнетиках наряду с естеств. кристаллографич. М. а. наблюдается также магнитоупругая анизотропия, к-рая возникает при наложении на образец внеш. односторонних напряжений. В поликристаллах, при наличии в них текстуры магнитной или текстуры кристаллографической, также проявляется М. а.

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 ф-циями внеш. параметров: темп-ры 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 темп-р. На рис. 2 приведены К ₁ (Т )и К ₂ (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-oрбumaлъным 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 и 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 ф-ции 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/см ³), 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/см ³ (см. Актинидные мaгнетики).

Лит.: Туров Е. А., Физические свойства магнитоупорядоченных кристаллов, М., 1963; Бердышев А. А., Введение в квантовую теорию ферромагнетизма, ч. 3, Свердловск, 1970; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Лесник А. Г., Наведённая магнитная анизотропия, К., 1970; Кондорский Е. И., Зонная теория магнетизма, ч. 1-2, М., 1976-77. Ю. П. Ирхин.