Krinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii (1239154), страница 30
Текст из файла (страница 30)
Если же процессы направленного диффузионного упорядочения идут достаточно активно и при комнатной температуре, то создается еще более интересная ситуация: образец с вращающейся анизотропией. При переориентации достаточно сильного магнитного поля возникает ось легкой анизотропин в новом направлении и при выключении этого поля образец ведет себя по отношению к слабым полям как одноосный ферромагнетик. Наиболее эффективно влияние наведенной анизотропии сказывается в монокристаллах и даже поликристаллических образцах ферромагнитных материалов с малой величиной естественной константы кристаллографнческой анизотронии.
В этом случае роль наведенной анизотропни может стать определяюгцей и материал из трехосного, описываемого формулой (3.2.3), может превратиться в одноосный, подчиняющийся закону анизотропии (3.2.1). Такими объектами являются, например, тонкие пермаллоевые пленки напыленные нли электроосажденные в присутствии магнитного поля, свойства которых будут рассматриваться в О 3.10. Помимо рассмотренного ориентационного механизма в создании наведенной аннзотропни существенную роль могут играть магнитоупругие эффекты, а также эффекты формы отдельных частиц, например, при направленной кристаллизации или прн косом напылении пленок.
Обменная, или однонаправленная, анизотропия. Рассмотренная выше наведенная анизотропня может возникать и за счет обменных сил на границе двух магнитных фаз: ферромагнитной и анти- ферромагнитной; в этом случае нз-за своей специфики она получила специальное название — обменной, или однонаправленной, анизотропии. Мейклджон и Бин обнаружили 141, что мелкие частицы кобальта диаметром 100 — 1000 А, покрытые пленкой окисла СоО н охлажденные в сильном магнитном поле, обладают значительной однонаправленной (в отличие от одноосной) анизотропией, т. е. са= — Коа~созО.
На сегодняшний день известно довольно болыпое количество подобных систем, в том числе не только порошковые образцы, но и гетерогенные металлические и диэлектрические материалы (даже монокристаллы), в которых при термообработке происходит образование мелкодисперсной фазы с антифер о-, ферромагнитными соседствами. бъяснение результатов Мейклджона и Бина состоит в том, при охлаждении в магнитном поле чопкий слой окисла на поверхности кобальта становища антиферромагнитным. Между электронами кобальта и окисла существует обменное взаимодействие, которое приводит к тому, что спины электронов кобальта и близлежащего слоя кобальта в окисле ориентированы в одном направлении.
При изменении направления магнитного поля вектор намагниченности кобальта стремится повернуться по полю, в то время как спины электронов автиферромагнитного слоя окисла не меняют своего направления в силу того, что переориентация сппп-снстемы антнферромагнетика происходит только в очень сильных магнит- 1?9 с, говзрггз ([7 = ( — 3)гз(гз — ' 1) (соаз гр — — ), з!' (3.2.8) Рис. 3.7. Смещенная петля гистерезиса в случае однонаправленной анизотропии [15), Пунктирная кривая получена на образце (М1, Ре)зМп (Ре — !8,9 атомных в)е), охлажденном в отсутствие магнитного поля.
Сплошнаи кривая получена после охлаждения в магнитном поле 5 кЭ Ряс. З.б. Кривые вращающих моментов для случая однонаправленной анизотропин, полученные для порошка ретО4: а — без термообработкн в присутствии поля, б — после охлаждения от 500'С в поле 15 кЭ [15) лов Тлл грдвл Ткп решетки — 1, 40(рГЗ г,' — 1. ьво)2', 1. (а,— аз)з/4 рг2 го (1!1) (!оо) (оп) Грансцеитрированная кубическая (1!1) ( !00) (оп) Обьемноцентрированная кубическзя — 1«ваз/ гг2 (111) (!оо) (О!!) 0 — 1- ~в 0!2~а~ 1-« /2)Г2 то Простая ку бическая 180 181 ных полях ($4.[). Таким образом, для того чтобы повернуть вектор намагниченности, необходимо совершить работу против обменных сил, и в данном случае роль энергии анизотропии играет обменная энергия, хотя в К,а она входит в ослабленном виде, поскольку взаимодействие осуществляется только через одну атомную плоскость.
Однонаправленность обменной анизотропии приводит к ряду характерных особенностей (которые позволяют сравнительно легко обнаруживать ее экспериментально): к своеобразному виду кривой вращающих моментов (рис. 3.6), к смещению петли гистерезиса вдоль осн Н (рис. 3.7) и др.
Поверхностная аннзотропия. Энергия взаимодействия между двумя магнитными ионами должна быть функцией угла !р между вектором спонтанной намагниченности и линией, соединяющей центры этих ионов, Эту энергию можно разложить в ряд по полиномам Лежандра )[7 = Из[за (сба ф) т Язт 4 (сОВ гР) + . ° ., (3.2.7) где дь дз, ... — коэффициенты разложения, зависящие от расстояния между ионами г и не зависящие от гр. Так как каждый нз ионов обладает магнитным моментом )4, то в выражение для коэффициента хт, обязательно войдет член ( — 3)зз(гз), соответствующий магнитодипольному взаимодействию.
Оценки показывают, что дипольная магнитная связь слишком слаба для объяснения экспериментальных значений констант анизотропии. Поэтому Неель предположил [8], что в д! должны входить другие члены (псевдодипольные), которые, по-видимому, обусловлены спин-орбитальным взаимодействием и должны убывать срасстоянием быстрее, чем г з, так что в первом приближении достаточно учесть взаимодействие лишь между ближайшими соседями.
Таким образом, энергию [р" можно записать в виде где 1 — коэффициент, учитывающий псевдодипольное взаимодействие, Для нахождения энергии анизотропии, приходящейся на один магнитный ион, нужно усредннть (3.2.8) по всем ближайшим соседям. Ограничимся рассмотрением кристаллов с кубической симметрией, Во всех кубических решетках (простой, ОЦК и ГЦК) среднее значение соззй при суммировании по ближайшим соседям равно !/з. Отсюда следует, что член, содержащий дь подобно (3,2.3) не входит в среднее значение объемной энергии анизотропии. Однако это условие нарушается, когда рассматриваемый ион находится на поверхности кристалла. В этом случае средние значетаблица 3.3 Плотность аиергнн поверхностной аиизотропин ния Рз(сов 0) обычно отличны от нуля.
Дипольный член в (3.2.8! с учетом далеких взаимодействий описывает влияние размагничивающего поля. Учет псевдодипольного взаимодействия поверхностных ионов приводит к появлению поверхностной энергии анизотропии. В табл. 3.3 приведены значения плотности энергии поверхностной анизотропии для некоторых типов граней кубических структур. Как видно, в большинстве случаев Ж'„ее можно выразить в простой форме (3.2.9) где Кее„ вЂ” константа плотности энергии поверхностной анизотропнн, а 0 †уг между спонтанной намагниченностью н нормаль.о к поверхности. Неель показал, что К„„ для Ее и % имеют порядок 0,!в 1 эрг!смз. й 3.3.
мАГнитоупРуГАя энеРГия < «е «Егее е„ее„„е„, Е,„ее„еее (3.3Д) Если (х, у, г) — координаты точки кристалла до деформации, то новые координаты будут равны 182 Изучение эффекта магнитной анизотропии позволило нам установить, что благодаря свин-орбитальному взаимодействию спины «чувствуют» кристаллическое поле и кристаллическую решетку. Естественно ожидать, что изменение ориентации вектора намагниченности в кристалле вызовет изменение параметров кристаллической решетки и анизотропии, т.
е. в ферромагнетиках будет наблюдаться довольно сильное магнитоупругое взаимодействие. Кристаллическое поле зависит от взаимного расположения ионов металла. При механической деформации решетки происходит смешение ионов из положения равновесия и, как следствие этого, изменяется внутреннее электрическое поле.
Работа, затрачиваемая на деформацию кристалла, равна изменению энергии кристаллического поля и изменению энергии взаимодействия спин — орбитальный момент — кристаллическое поле, т. е. в конечном счете изменению энергии анизотропии, зависящей, таким образом, от деформаций. Если энергия анизотропии при деформации убываег быстрее, чем увеличивается упругая энергия, то при изменении магнитного порядка или ориентации ! происходит самопроизвольная деформация кристалла. Это явление было открыто Джоулем в 1842 г.
и получило название магнитострикции. Деформация кристалла описывается с помощью тензора дефор- мацнй у' = у + е„,х —,— е„„у+ е„,г, г' = г — , 'е„х + е,„у -- е„г. (3.3.2) Пусть г — радиус-вектор, соединяющий начало координат с произвольной точкой недеформированного кристалла. Тогда р, = х/г; !)з =-. у~'г; рз =. ганг (3.3.3) г' =- <р, + ~)" е,г(); ~, ! г'= г<1+ ') 2е,ф,В;/~, где 1,/=х,у, г.
(3.3.4) Отсюда найдем относительное удлинение для малых деформа- ций, т. е., когда ~" 2е;фф,~'1, ее д1 у — е Чз =~с ф,фу. ! г и Разложим теперь выражение для плотности энергии анизотро- пни кристалла, намагниченного в направлении а(аь аз, из), по ма- лым составляющим тензора деформаций: ес» = — есК+ ~ < — ) е,.
(3.3.6) деи г $ / плюс члены, содержащие производные более высокого порядка, Рк — часть энергии анизотропии, не зависящая от деформаций. о Из соображений симметрии следует, что —.= В»аб — = В,а; — =. В,ай, ду» з ду» з. дР» (3,3.7) дезе дгее дезе (3,3.5) а также дР», дР» де» = В,а,аз; — =- В»а»аз' — = В»а»аз.
дезе ' дезе дезе где В, и В,— константы магнитоупругой связи. (3.3.8) 183 будут направляющими косинусами радиус-вектора г относительно осей х, у, г. Соответственно новые координаты точки х', у', г' можно записать, используя (3.3.3), следующим образом: х'=г<р,+~ е„~е), 1 у' =- г <рз --,'- ~ ее,р, ~, 1 Для железа В, = — 2,9 10' эрг/см'; В, = 3,2 10' эрг/см'. Используя полученные соотношения, а также известное выражение для упругой энергии немагнитного кристалла, получим влотность свободной энергии 2222.22.дог~2 Р =- К, (адаг + агаз + азад) —; — В, (аде„+ аге„„+ аз е„) + 1 2 + В, (а,а,е,„+ а,а,е„, --' азаде„) =, ,'— сц (е„'+ еср+ е*д) + + — сз (е„„ + езз -- е,„) †, сдг (е„„е„, -(- е,„езз + е„„е„), (3.3.9) 1 2 2 2 где сц с„, с„— упругие модули.
В равновесном состоянии дР— = О. дедд (3.3.10) Отсюда получаем следующие выражения для равновесных деформаций: В, !с,з — агд (сц + 2сдр)] ен = 1 ! х~ ц~ х (са — сдг) (са + 2сдз) (З.З.! 1) еи — — —, !, !=х У,з, (Ф/. Вздчад сдз (3.3.12) Пусть теперь измерение магнитострикции производится в направлении ([)„рг, (!з). Подставляя (3.3.11) в (3.3.5) и опустив независящие от и члены, находим д(3(22,222211 — = Лаз = — Лщр [адрд + азрг+ азбз — — ) + + ЗЛ,д, (адар(Рддддг зг адазР152 + азазддгддз), (з.злз) где Лз= — Л (соз 0 — — ), 3 г 1 2 3 (з,з.)4) 184 2 В, в Л 1РР— Л 111 = 3 са — с,з 3 сд Выражение (3.3.13) впервые было получено Акуловым [6! и называется законом анизотропии Акулова для четных эффектов, поскольку его легко обобщить на случай любого эффекта, квадратично зависящего от намагниченности.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
