Предыдущая страница реферата | 1  2  3  4  5  6 | Следующая страница реферата

(i , j=1,2,3, i>j) (22)

f(0)упр.= Ѕ C11 [B21/(C11 – C12)2] [ 2/3 – 2 S (2i(2j] + Ѕ C44 B22S
(2i(2j+

+C12[B21/(C11 – C12)2] S (2i(2j – 1/3 ,

(i , j=1,2,3,i>j) (23)

Подставляя (21) и (23) в (1) и учитывая (10), (18) и (19), получим следующее выражение для плотности анизотропной части магнитной энергии кристалла при отсутствии упругих внешних напряжений:

f =(K1+?K1)S (2i(2j (i , j=1,2,3, i>j) (24)

где добавка ?K1 к первой константе анизотропии, обусловленная спонтанной магнитострикционной деформацией равна

?K1= [2B21/(C11 – C12)] + [B22/C44] – [C11{B21/(C11 – C12)2}]+

+ [Ѕ C44 (B22/C244)]+[ C12 {B21/(C11 – C12)2] =

= [B21/(C11 – C12)] – Ѕ[B22/C44]=9/4 (2100(C11-C12) – 9/2(2111C44

(25)

Как видно из (24), вид зависимости плотности энергии от направляющих косинусов не изменился, но константа анизотропии благодаря спонтанной деформации решетки увеличилась.

§2. Физическая природа естественной магнитной анизотропии.

В первых работах Акулова магнитное взаимодействие в ферромагнитных кристаллах с микроскопической точки зрения трактовалось чисто классическим путем. Квантовомеханическая трактовка была дана в работах Блоха и Джентиля.
Классическую теорию температурной зависимости констант магнитной анизотропии развили Акулов и Зинер, исходя из представления о том, что около каждого узла решетки можно выделить области ближнего магнитного

порядка с не зависящими от температуры локальными константами анизотропии.
Локальные мгновенные намагниченности этих областей из-за теплового движения распределены хаотически и образуют среднюю намагниченность всего кристалла.
Отсюда удается определить связь между температурным ходом констант анизотропии и намагниченности в виде

Kn(T)/Kn(0) = [Is (T)/Is (0)]n(2n+1) ,

(26)

где n – порядок константы. Таким образом, мы приходим к универсальной зависимости K1? I3s и K2? I10s. Pезультат (26) получается в приближении теории молекулярного поля . Микроскопические трактовки этой проблемы даны в работах Ван - флека и Канамори.
В основе всех расчетов по микроскопической теории магнитной анизотропии лежит учет магнитного взаимодействия между спиновыми

и орбитальными магнитными моментами электронов, принимающих участие в ферромагнетизме. В общем случае оператор магнитной энергии складывается из трех членов.

Hмагн.=U1+U2+U3

(27)

где U1 — оператор, соответствующий движению электронов относительно ионов решетки,— спин-орбитальная энергия; U2 — оператор магнитной энергии, возникающей вследствие относительного движения самих электронов,
—орбитальная энергия; U3 — оператор энергии магнитного взаимодействия спиновых магнитных моментов электронов — спиновая энергия (в первом приближении имеет вид дипольного взаимодействия).
Эффект орбитального взаимодействия U1 и U2 проявляющийся в случае изолированных атомов в образовании тонкой структуры спектральных линий приводит к появлению «внутренних магнитных полей» порядка 105 э. С другой стороны, «эквивалентное магнитное поле» анизотропии ферромагнетиков, определяемое величиной поля, при котором достигается насыщение в монокристалле вдоль труднейших направлений намагничивания, оказывается порядка 102 э и лишь в редких случаях (Со, пирротин) достигает 103—104 э.
Объяснение этого несоответствия заключается в том, что в отличие от атомов, где орбитальные моменты отличны от нуля (за исключением s-состоянии), в ферромагнитных кристаллах (например, в d-металлах и сплавах), как показывают измерения гиромагнитного эффекта, средний орбитальный магнитный момент по кристаллу почти всегда практически равен нулю. Поэтому в первом приближении эффект спин-орбитальных энергий U1 и U2 также равен нулю.
Отличный от нуля эффект получается лишь во втором и более высоких приближениях.
Что же касается спиновой части магнитного взаимодействия U3, которая хотя и дает отличный от нуля эффект в первом приближении, но тем не менее не обеспечивает наблюдаемый на опыте порядок величины эффективных «полей» благодаря своей малости .
Несмотря на отсутствие законченной квантовой трактовки магнитного

взаимодействия в ферромагнетиках, в этой области имеются известные

успехи. Так, например, удалось объяснить правильный порядок величины констант магнитной анизотропии. В частности, без всяких дополнительных соображений из теории следует, что в кубических кристаллах (Fe, Ni) константы анизотропии должны быть меньше по абсолютной величине, чем в случае гексагональных кристаллов (Со, пирротин). Это вытекает из свойств симметрии кубических кристаллов, в которых первое приближение для дипольной энергии U3 и второе приближение для орбитальных энергий U1 и U2 не приводит к зависимости свободной энергии кристалла от ориентации его намагниченности относительно кристаллографических осей. Для получения этой зависимости надо рассматривать следующие приближения, в то время как в гексагональных решетках анизотропия получается и в первом приближении для
U3, и во втором для U1 и U2.

Остановимся несколько подробнее на микромеханизме явления естественной кристаллографической магнитной анизотропии. Поскольку

Рекомендуем скачать другие рефераты по теме: земля реферат, шпаргалки по русскому языку, предмет культурологии.





Предыдущая страница реферата | 1  2  3  4  5  6 | Следующая страница реферата