Магнитная анизотропия энергия

Энергия кристаллографической магнитной анизотропии. Анализ кривых намагничения ферромагнитных монокристаллов показывает, что в ферромагнитном монокристалле существуют направления (или оси) легкого и трудного намагничения. Так, например, направление [100] в кубических кристаллах железа является осью легкого намагничения, а [111] — осью трудного намагничения (рис. 10.20). [c.346]

Это значение в 2 /я раз меньше, чем проигрыш в энергии при скачкообразном (как на рис. 10.22,а) перевороте спинов. Толщина стенки Блоха увеличивалась бы беспредельно, если бы не магнитная анизотропия, препятствующая этому. Спины в доменной границе ориентированы в подавляющем большинстве не вдоль осей легкого намагничения. Поэтому доля энергии анизотропии, связанная со стенкой Блоха, увеличивается примерно пропорционально ее толщине. Баланс между обменной энергией и энергией анизотропии определяет толщину доменной стенки. В железе эта толщина составляет примерно 300 постоянных решетки, [c.349]

Энергия кристаллографической магнитной анизотропии гексагональных кристаллов описывается формулой [c.726]

Магнитная анизотропия. Способность материала намагничиваться зависит от ряда факторов. Магнитные свойства неодинаковы в различных кристаллографических направлениях. Так, если поле направлено вдоль ребра кристалла железа, то магнитная индукция при той же напряженности поля Н выше, чем в случае направления поля вдоль диагонали основания или вдоль главной диагонали направлениями наиболее легкой намагниченности в кристаллах железа являются направления, параллельные ребрам кристалла. Аналогичные направления облегченного намагничивания, существуют и в других ферромагнитных кристаллах. Различие в магнитных свойствах вдоль разных кристаллографических наиравлений представляет собой магнитную анизотропию. Количественной мерой магнитной анизотропии служит константа магнитной анизотропии K,v Она оценивается разностью энергии намагничивания (до насыщения) единицы объема материала по направлениям наиболее легкого и наиболее трудного намагничивания. Такими направлениями, как сказано. [c.231]

Кристалл железа имеет 6 направлений [11П легкого намагничивания. При спонтанном намагничивании спиновые магнитные моменты располагаются по одному из этих направлений, вследствие чего энергия магнитной анизотропии оказывается минимальной. В стенках Блоха спиновые магнитные моменты отклоняются от направления легкого намагничивания и энергия магнитной анизотропии увеличивается, причем тем сильнее, чем толще стенки. Поэтому толщина стенок растет до таких размеров, при которых уменьшение обменной энергии, вызванное их появлением, не компенсируется возрастанием энергии магнитной анизотропии. Расчет показывает, что для кристаллов железа стенки Блоха должны иметь толщину порядка 10 м (порядка 400 атомных расстояний) опыт подтверждает это. [c.297]

Если толщина границы зависит главным образом от соотношения энергий обменной, магнитной анизотропии и магнитоупругой, — то размеры самих доменов связаны не только со значением этих видов энергий, но и с поверхностной энергией, т. е. энергией, зависящей от наличия и распределения в образце неоднородностей неметаллических включений, границ зерен, скоплений дислокаций и т. д. Стремление к уменьшению поверхностной энергии, а, следовательно, к уменьшению потоков рассеяния, приводит к дроблению доменов и образованию замыкающих доменов как на внешних поверхностях кристаллов, так и на внутренних, вокруг пустот, неметаллических включений и т. п. Поэтому практически объем доменов может колебаться даже для одного материала в очень широких пределах (10"1— 10- см ). [c.11]

Правления осей легкого намагничивания совпадают с пространственными диагоналями куба. В кристалле никеля восемь направлений легкого намагничивания. У кристалла кобальта только два направления легкого намагничивания, перпендикулярные плоскости базиса элементарной ячейки (рис. 7,0). Вектор спонтанной намагниченности домена при отсутствии внешних воздействий всегда направлен вдоль одной из осей легкого намагничивания. Чтобы отклонить вектор спонтанного намагничивания от направления оси легкого намагничивания, нужно затратить работу на преодоление энергии магнитной анизотропии. Удельная энергия намагничивания М [c.12]

Если учитывать только обменное взаимодействие и энергию магнитной анизотропии, то свободная энергия F единицы объёма неоднородно намагниченного ФМ [c.574]

Особенностью двух классов М. является присущая им очень большая энергия анизотропии, так что у них афф. поле магнитной анизотропии На больше эфф. поля обменного взаимодействия Яе- Фазовая диаграмма для М. 1-го класса на плоскости Я—Т представлена ва рис. 1, а. При низких темп-рах Т при достижении [c.121]

ФЕРРОМАГНИТНЫЕ ДОМЕНЫ —макроскопич. области ферромагнетика с разл. ориентациями спонтанной однородной намагниченности в одном из возможных направлений, соответствующих минимуму энергии магнитной анизотропии одного или неск. типов (естественной кристаллографической, наведённой, анизотропии формы, магнитоупругой, поверхностной), а в общем случае и энергии намагниченности во внеш. магнитном, магнитостатическом и упругом полях. [c.301]

Наноструктурное состояние влияет на свойства ферромагнетиков. Ферромагнитные материалы имеют доменную структуру, которая возникает в результате минимизации суммарной энергии ферромагнетика в магнитном поле. Согласно [328], она включает энергию обменного взаимодействия, минимальную при параллельном расположении спинов электронов энергию кристаллографической магнитной анизотропии, обусловленную наличием в кристалле осей легкого и трудного намагничивания магнитострикционную, связанную с изменением равновесных расстояний между узлами решетки и длины доменов магнитостатическую, связанную с существованием магнитных полюсов как внутри кристалла, так и на его поверхности. Замыкание магнитных потоков доменов, расположенных вдоль осей легкого намагничивания, снижает магнитостатическую энергию, тогда как любые нарушения однородности ферромагнетика (границы раздела) увеличивают его внутреннюю энергию. [c.94]

Ряс. 5.32. Методы измерения энергии магнитной анизотропии, наведенной магнитным полем л —измерение намагниченности энергия наведенной маг- [c.151]

Расчетами [63] показано, что предельная энергия магнитной анизотропии Ей в случае, когда кристаллическая структура в возможно-большей степени переходит в упорядоченное состояние, равна [c.154]

Энергия магнитной анизотропии 154 [c.328]

Кристаллографическая магнитная анизотропия. При приложении магнитного поля анизотропное вещество в одном из направлений намагничивается с меньшей затратой энергии — направление легкого намагничивания (например, для Fe это направление [100]). Мерой этого свойства является константа кристаллографической анизотропии К- [c.147]

Для характеристики перпендикулярной магнитной анизотропии используют константу одноосной магнитной анизотропии которая характеризует энергию магнитной анизотропии Е= где ф — угол отклонения вектора спонтанной намагниченности от нормали. Энергия Е минимальна при ф = 0. Пленки для перпендикулярной магнитной за- [c.569]

Обсудим теперь вопрос почему образуются ферромагнитные домены Ответ на этот вопрос дали Ландау и Лифшиц. Они но казали, чта образование доменной структуры является следствием существование в ферромагнитном образце конкурирующих вкладов в полную энергию тела. Полная энергия Е ферромагнетика складывается из 1) обменной энергии Еовм, 2) энергии кристаллографической магнитной анизотропии Ек- 3) энергии магнитострик-ционной деформации Ех 4) магнитоупругой энергии Ес 5) магнитостатической энергии Ео] 6) магнитной энергии Таким образом, [c.346]

Магнитная анизотропия. Различие магнитных свойств ферромагнетика вдоль неэквивалентных направлений в теле, называемое магнитной анизотропией, наиболее выражено в монокристаллах. iMepoft магнитной анизотропии является работа намагничивания, необходимая для поворота вектора J из положения вдоль оси легкого намагничивания, вдоль которой этот вектор направлен в отсутствие поля, в новое положение — вдоль внешнего поля. Эта работа определяет плотность свободной энергии магнитной анизотропии а, Дж/м , которая следующим образом выражается через углы между вектором намагниченности J и кристаллографическими осями [c.614]

Теория направленного упорядочения возникла в связи с исследованиями явления временного спада проницаемости, объясняемого наличием в твердом растворе атомов внедрения. Если большинство атомов внедрения будет расположено в междуузлиях вдоль одной определенной оси, например 1100], то возникнет одноосная анизотропия. В любом твердом растворе, который неполностью упорядочен, имеется совокупность пар одинаковых атомов. Эти пары атомов выстраиваются вдоль приложенного магнитного поля. Необходимо показать, что энергии внешнего магнитного поля достаточно для того, чтобы создать направленное упорядочение, а в том случае, если направленное упорядочение уже возникло, то оно может объяснить величину наблюдаемой магнитной анизотропии. Теоретически и экспериментально было показано, что каждая пара атомов обладает энергией, зависящей от угла между локальной намагниченностью и осью пары. При температурах ниже температуры Кюри, но достаточных для того, чтобы диффузия успевала проходить за конечный промежуток времени,, пары одинако- [c.155]

Полная свободная энергия состоит из следующих основных видов энергий магнитостатической, магнитной анизотропии, магни-тострикции, обменной. [c.87]

Сплавы на основе редкоземельных металлов. Интерметаллические соединения кобальта с редкоземельными металлами (РЗМ) церием Се, самарием Sm, празеодимом Рг, лантаном La и иттрием Y— типа R j. Oy, где R — РЗМ обладают очень высокими значениями коэрцитивной силы и магнитной энергии. Из этой группы наибольший интерес представляют соединения типа R oj и RjGOi,, которые обладают наибольшей магнитной анизотропией, значительной величиной спонтанной намагниченности и высокой температу- [c.109]

В ферромагнетиках, в отличие от парамагнитных тел, между неспаренными электронами внутренних недостроенных оболочек имеет место сильное обменное взаимодействие, вызывающее упорядоченное расположение их СПИновых магнитных моментов и спонтанное намагничивание доменов до насыщения Это приводит к существенным особенностям в протекании резонансного поглощения высокочастотной энергии ферромагнетиками, которое называют ферромагнитным резонансом. Физическая суть его состоит е том, что под действием внешнего магнитного поля Нд, намагничивающего ферромагнетик до насыщения, полный магнитный момент образца М начинает прецессировать вокруг этого поля с ларморовой частотой ojl, зависящей от Яо (11.25). Если на такой образец наложить высокочастотное электромагнитное поле, перпендикулярное Яо, и изменять его частоту ш, то при ю = i. наступает резкое (резонансное) усиление поглощения энергии поля. Резонанс наблюдается на частотах порядка 20-Г-30 ГГц в полях 4- 10 -А/м (л 5000 Э). Поглощение при этом на несколько порядкоз выше, чем при парамагнитном резонансе, так как магнитная восприимчивость ферромагнетиков (а следовательно, и магнитный момент насыщения М) у них много выше, чем у парамагнетиков. Кроме того, так как в формировании эффективного магнитного поля в ферромагнетиках участвуют размагничивающий фактор и поле магнитной анизотропии, то частота ферромагнитного резонанса оказывается зависящей от формы образца.и,направления поля относительно осей легкого намагничивания. [c.306]

Рассмотрим процесс намагничивания пленок более подробно. Поместим пленку, намагниченную до насыщения вдоль оси легкого намагничивания, в магнитное поле Н. Под действием этого поля вектор намагниченности пленки отклонится от оси легкого намагни-чиваиия на некоторый угол 0 (рис. П.23, а). Это приведет к появлению в пленке энергии магнитной анизотропии UКак показывает расчет, [c.309]

С анизотропией (и гиротропией) связаны разнообразные явления. Однородная А, с. оказывает существенное влияние на свойства распространяющихся в ней нормальных волн, определяя, в частности, их поляризацию и различие направлений распространения boj -нового (фазового) фронта и энергии волн (см, также Кристаллооптика И Двойное лучепреломление). В неоднородной А. с. может происходить линейное вз-действие поляризов, волн (см. Линейное взаимодействие волн), приводящее к перераспределению энергии между нормальными волнами, но не нарушающее суперпозиции принцип. Последний нарушается в случае нелинейного взаимодействия волн, к-рое в А. с. также обладает своеобразными анизотропными свойствами (см. Нелинейная оптика и Нелинейная акустика). См. также Анизотропия, Магнитная анизотропия, Оптическая анизотропия. [c.84]

Образование Б. с. влечёт за собой увеличение плотности обменной энергии и энергии анизотропии. Чем уже переходный слой, тем больше обмеЕ1ная энергия и меньше энергия анизотропии на его создание. В результате конкуренции обменного в- аимодействия и магнитной анизотропии устанавливается равновесное распределение вектора М внутри Б. с. (микроструктура Б. с.). [c.214]

ДОМЕННАЯ СТЕНКА (доменная граница магнитных доменов)— переходный слой от одного домена с однородно намагниченностью Mi к др. домену с однородной намагниченностью (см. Магнитная доменная структура). Толщиеа Д. с. бо определяется конкуренцией неоднородного обменного взаимодействия (стремящегося увеличить и магнитной анизотропии, (уменьшающей 6 ) бд ( 4// ) / , где А п К — константы обменной энергии и энергии анизотропии. [c.8]

ОСЬ ЛЁГКОГО НАМАГНИЧИВАНИЯ — направление в кристалле, в к-ром ориентирован вектор намагниченности М магн. домена в отсутствие внеш. магн. поля Н при термодинамич. равновесии. О. л. и. определяют из условия минимума энергии магнитной анизотропии (MA). Направление, в к-ром энергия MA максимальна, наз. осью трудного намагничивания. О. л. н. является двусторонней, т. е. вектор М может быть ориентирован вдоль оси как в положит., так и в отрицат. направлении. В кристаллах достаточно высокой симметрии может быть неск. эквивалентных О. л. и. (так, в кристаллах кубич. сингонии имеются три эквивалентные О. л. и. — трёхосная анизотропия). Кроме того, могут быть неэквивалентные О. л. н. Для гексагональных, тетрагональных и ромбо-эдрич. кристаллов часто используют термины лёгкая ось и лёгкая плоскость (М лежит в базисной плоскости), поскольку анизотропия четвёртого и шестого порядков в базисной плоскости обычно мала. [c.486]

С. в. в низкоразиерных системах, в кристаллах с большой энергией магнитной анизотропии, в поликристаллах. В двумерных и одномерных системах, описываемых моделью Гейзенберга, С. в. нельзя трактовать как малое колебание, т. к. даже при Т = маги. упорядочение не наступает (в согласии с Мёрмина — Вагнера теоремой). В подобных магнетиках при Г возникают бесщелевые возбуждения — С. в., у к-рых скорость (если <в сл й) или масса (если ю сл к ) [c.640]

Первое слагаемое в (1) соответствует зеемановской энергии, где g.p = 2(6, -f ЯЛ р), — Кронекера символ второе — энергии, определнющеи т. и. еанфле-ковский парамагнетизм, третье — энергии о д ново и н о й магнитной анизотропии, характернауемой тензором (Я, — константа спин-орбиталь- [c.642]

Можно ожидать, что именно благодаря этим своим особенностям аморфные ферромагнетики имеют чрезвычайно высокую магнитную проницаемость. В так называемых нулевых ферромагнетиках, обладающих идеальной магнитной анизотропией, параллельность магнитных моментов поддерживается только за счет энергии обменного взаимодействия, а магнитный лоток замыкается внутри образца вследствие конкуренции с мат-нитостатичеокой энергией. Как видно из схемы, на рис. 5.13, в этом случае направление вращения магнитного момента в некоторых частях образца одинаково, в результате чего может возникнуть так назькваемая круговая доменная структура. [c.133]

Для выяснения этого обратимся к рис. 5.22 [60], где показано, как основные домены связаны с концентрацией кобальта х. Здесь На — величина магнитного поля, которое необходимо приложить для уничтожения основных доменов, — намагниченность насыщения. Величина Ha,MJ2 представляет собой энергию магнитной анизотропии, связанной с основными доменами. Как видно из рисунка, изменение величины HaMs с увеличением х носит тот же характер, что и изменение As, но с минимумом, отвечающим случаю, когда Я,5=0. Такую взаимосвязь между НаМ и As можно объяснить, исходя из магнитоупругого эффекта. Если предположить, что внутренние напряжения Oi постоянны и не изменяются в зависимости от химического состава, тогда из (5.3) следует, что магнитная анизотропия (HaMg) пропорциональна магнитострикция. [c.142]

В работе [80] исследовали высококобальтовый сплав с нулевой магни-тострикцией, что позволило изучить особенности доменной структуры, не усложненные влиянием магнитоупругой энергии Е. Характер доменной структуры в этом сплаве воспроизведен в обзоре [9], где также подробно обсужден механизм образования рассматриваемого вида магнитной анизотропии. Прии. ред- [c.147]

На рис. 5.32 приведены две схемы измерения энергии наведенной магнитной анизотропии в быстрозакаленных аморфных металлических лентах. Они основаны на том, что наведенная магнитная анизотропия является одноосной. Способ, показанный на рис. 5.32, а, состоит в том, что отжиг и охлаждение Проводятся в магнитном поле, совпадающем по направлению с осью ленты, после чего изме- [c.150]

ГО момента, выражаемого формулой (5.10), дает значение константы одноосной магнитной анизотропии /Си-Константа Ки представляет собой энергию, необходимую для поворота )В0ктор а намагниченности от оси наиболее легкого к оси наиболее трудного наадатничивания. [c.152]

Рис. 5.35. Закон Аррениуса для магнитной анизотропии, наведенной магнитным полем в сплаве (Feo,2 oo,8) 7oSi2,5627,5 (т — среднее время релаксации при температурах отжига Та). Закон Аррениуса наблюдается также для энергии магнитного гистерезиса IFa и магнитной проницаемости iie [87]

В качестве иллюстрации этому приведем рис. 5.38 и 5.39, где по казано, как изменяется величина коэрцитивной силы и потери на гистерезис в зависимости от температуры отжига и состава сплава. Если закрепление доменных стенок, связанное с уменьшением их потенциальной энергии, происходит за счет локальной наведенной магнитной анизотропии, то изменение коэрцитивной силы должно быть связано с. Ки следующим об)рааом [c.157]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...