Энергия анизотропии

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]

Помимо энергии анизотропии (11.40), намагниченная пленка, находящаяся в магнитном поле Н, обладает магнитной энергией ит, обусловленной взаимодействием с Н [c.310]

Задачу отыскания связи между В ч Н при больших значениях продольного поля можно было решить гораздо проще для случая, если By< Bx< Bs [31]. Действительно, если поле так велико, что энергия анизотропии и магнитоупругая энергия, обусловленные механическими напряжениями и кристаллической решеткой, малы по сравнению с энергией внешнего поля, то вектор спонтанного намагничения, а также индукция насыщения В направлены вдоль поля (вещество предполагается изотропным). Следовательно, имеем [c.50]

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]

Полная свободная энергия является суммой свободной энергии анизотропии Fк = K[V ,iv и свободной энергии, обусловленной взаимодействием с приложенными полями, Рн = = — Н М os 0 + Яд УИ sin 0) V, где 0 — угол между вектором намагниченности и осью 2, У —объем пленки. [c.248]

В магнитных материалах, состоящих из атомов только одного сорта (т. е. в химических элементах) или в материалах, в которых магнитные атомы распределены так, что нельзя выделить какого-либо преимущественного направления в их расположении, магнитная кристаллографическая анизотропия всегда обнаруживает симметрию, присущую кристаллической решетке. В кубической решетке энергия анизотропии [c.294]

В случае высокой анизотропии кристалла вектор поляризации в сегнетоэлектрике уже не будет вращаться внутри стенки, а просто несколько уменьшится его абсолютная величина без изменения направления по одну сторону стенки вектор пройдет через нулевое значение и будет иметь противоположную ориентацию по другую сторону стенки (рис. 23). В этом случае энергия анизотропии но дает вклада в энергию стенки, хотя и оказывает определяющее влияние на ее структуру. В случае низкой анизотропии кристалла (в высоко-симметричных кристаллах) можно допустить, что вектор поляризации будет поворачиваться внутри стенки. [c.56]

Задача 3-15. Найти ось легкого намагничивания, а также энергию анизотропии [c.189]

Ответ. Как было выяснено в ответе к задаче 3-15, осями легкого намагничивания для Ре служат оси [100], [010], и [001]. Если вектор напряженности магнитного поля Н направлен по оси [110], как показано на рис. 3-5-5, то при повороте вектора М. на некоторый угол Ф получаем а1=соз ф, а2=51п ф, аз=0, и энергия анизотропии согласно формуле (3-5-3) будет равна [c.191]

Энергия анизотропии кубического кристалла в какой-либо кристаллографической плоскости, например в плоскости ху, может быть записана как [c.20]

Для одноосного кристалла (например, кобальта) выражение для энергии анизотропии (в полярных координатах) записывается в виде [c.21]

ЭНЕРГИЯ АНИЗОТРОПИИ МАГНИТОСТРИКЦИОННЫХ НАПРЯЖЕНИЙ [c.24]

Существование магнитострикции приводит к увеличению энергии анизотропии кристалла, что для кубической решетки может быть записано следующим образом [см. (1-17)] [c.24]

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]

В нек-рых кристаллах (напр., СзСоС РеРз) энергия магн. анизотропии не мала по сравнению с обменной энергией. При этом структура осн. состояния и спектр С. в. зависят от конкретного соотношения между обменной энергией и энергией анизотропии. Характерная особенность — сложная зависимость магн, характеристик от магн. поля, перестройка осн. состояния под действием магн. поля. [c.640]

Эксперим. исследования ДС, выполненные, как правило, на образцах простейшей формы в виде пластин (плёнок), шайб и параллелепипедов, привели к обнаружению самых разнообразных ДС (в виде прямых полос, лабиринтов , сот , ёлочек и др.) были обнаружены также изолир. домены в виде спиралей, цилиндров, колец, капель и т. п. Конфигурация Ф. д. и вид ДС существенно зависят от соотношения интенсивностей разл. взаимодействий в кристалле, от характера анизотропии (числа ОЛН — осей лёгкого намагничивания), от ориентации поверхностей кристалла относительно кристаллографич. осей, от формы образца, его гсом. размеров, величины и направления внеш. магн. поля, величины упругих напряжений и ориентации осей, вдоль к-рых прикладывают упругие силы, от совершенства кристаллов и темп-ры, а также от предыстории получения данного магн. состояния. Намагниченности соседних доменов ориентированы под вполне определёнными углами по отношению друг к другу. Во мн. случаях эти углы связаны со взаимной ориентацией ОЛН и с ориентацией М в доменах вдоль одного из двух противоположных направлений вдоль к.-л. ОЛН. Ориентация М вдоль ОЛН приводит к минимуму энергии анизотропии. Это согласуется часто и с минимумом полной энергии ферромагнетика. В нек-рых случаях (напр., при наличии Н, ориентированного под отличным от нуля углом к ОЛН) такого согласования может и не быть, и тогда М в доменах может быть отклонён от ОЛН. [c.302]

Как уже указывалось, уменьшение размеров однодоменной частицы приводит к переходу из ферромагнитного состояния в суперпарамагнитное. Тепловые флуктуации могут вызвать вращение магнитных моментов, если средняя тепловая энергия к Т равна или больше энергии анизотропии Е = KV (К — константа суммарной анизотропии, V— объем частицы). Полная намагниченность частицы, возникающая в достаточном для насыщения внешнем магнитном поле, после его выключения за время ре- [c.99]

Кроме того, так как L есть производная от энергии анизотропии Eu,L Q)=dEJd%, io [c.151]

Определение размера однодоменных частиц дисперсной ферромагнитной фракции [34]. У.меньшение размера ферромагнетика до размера, когда образование доменной структуры энергетически невыгодно, приводит к тому, что частица в любом поле остается многодоменной и перемагничивание осуществляется вращением ее вектора намагниченности полем. При дальнейшем у.меньшении размера частиц энергия анизотропии уже не удерживает вектор намагниченности в направлении легкого на.магничивания. Энергия анизотропии такой частицы КУ (V — объем частицы К — константа анизотропии) приближается к кТ. Начиная с этого момента, вектор намагниченности частиц начинает флуктуировать и температурная зависимость намагниченности подчиняется закону Ланжевена для парамагнетиков. Поскольку магнитный момент ферромагнитной частицы велик по сравнению с атомным моментом парамагнетика, описанное явление названо суперпарамагнетизмом . Вероятность самопроизвольного перемагничивания очень быстро увеличивается с уменьшением размера частиц для сферической частицы Ре [c.319]

Чтобы найти критическую длину 1 однодоменной монокристалли-ческой частицы Fe в форме плоского параллелепипеда, Сато и др. [1021] сравнили между собой энергии нескольких возможных конфигураций доменов. При вычислении энергии доменной стенки учитывались вклады от обменной энергии, а также от энергий анизотропии и полей магнитного рассеяния. Они получили =20 нм при отношении длины к ширине параллелепипеда ге=1 и увеличение I,. с ростом п до значения =60 нм, когда ге = 10. [c.315]

Улучшение прямоугольности петли гистерезиса под действием ТМО было впервые обна ружено у металлических сплавов в 1913 г. [1] и лишь 20 лет спустя у ферритов [2]. Бозорт высказал предположение, что появляющаяся в результате охлаждения в магнитном поле текстура — следствие перераспределения внутренних напря жений, вызванного магнитострикционными деформациями [3, 4], однако, как показали авторы работ 5, 6], энергия анизотропии, связанная с магнитострикционными напряжениями, слишком мала, чтобы объяснить наблюдаемую экспериментально наведенную магнитную анизотропию. Более успешной оказалась теория направленного упорядочения, разработанная Неелем [7, 8], и независимо от него Танигучи [9, 10] для металлических сплавов, а позднее [c.175]

Следующая модель дезаккомодации основана на предположении о диффузии катионов при комнатной температуре. В соответствии с теорией Нееля 7] изменение энергии анизотропии во времени обусловлено перегруппировкой атомных пар. Следовательно, в этой модели возникновение наведенной анизотропии связывается с предпочтительным расположением катионов или вакансий шпи-нельной решетки. Необходимо отметить две различные точки зрения о роли вакансий в этом механизме дезаккомодации. [c.191]

Как уже указывалось, уменьшение размеров однодоменной частицы приводит к переходу из ферромагнитного в суперпара-магнитное состояние. Тепловые флуктуации могут вызвать вра-гцение магнитных моментов, если средняя тепловая энергия квТ равна или больше энергии анизотропии Е = KV где К — кон- [c.113]

Если монокристалл магнитного материала свободно подвесить в магнитном поле, он займет такое положение, при котором его магнитная энергия минимальна, т. е. намагничивание происходит в направлении так называемого легкого намаёничивания, определяемом рядом факторов. Наиболее важными факторами являются 1) положение осей кристалла относительно направления намагничивания, т. е. магнитокристаллическая энергия 2) внешнее магнитостатическое поле, которое зависит от формы образца, т. е. энергия анизотропии формы (последняя исчезает для сферического образца и максимальна для бесконечно длинного стержня эта энергия тесно связана с размагничивающим фактором) 3) наконец, энергия магнитострикционных напряжений, которая может измениться при изменении направления намагничивания (хотя этот эффект обычно связан с кристаллографическими осями образца, он рассматривается отдельно от чистой кристаллографической анизотропии). Два первых фактора считаются самыми важными, они могут быть использованы при решении структурных и других задач. [c.294]

Приблиншнная оценка, учитывающая энергию анизотропии и энергию дипольного взаимодействия в кристаллах BaTiOg, приводит для антинараллельных доменов к ширине стенки порядка одной элементарной ячейки и к энергии границы около 10 эрг/см . Опыт показывает, что 180°-ная граница в ВаТЮд действительно чрезвычайно узка, а ее энергия близка к расчетной. [c.58]

В настоящей работе ограничимся рассмотрением ферромагнитных кристаллов с одной осью наилегчайшего намагничивания. Совмещая ось Z с направлением 5 внутри доменов и ось х с направлением смещения доменных границ, перпендикулярным их плоскости, энергию анизотропии запишем в следующем виде [c.76]

Ответ. В данном с.чучас под действием маги тор М, стремится повернуться на некоторый vio. энергии анизотропии, вызванное этим поворотом, вторым членом в формуле (3-5-4). будет равно [c.193]

Таким образом, энергия анизотропии представляется в виде степенного ряда, причем берутся только члены разложения с четными степенями, поскольку в большинстве ферромагнетиков энергия одинакова при отклонении намагниченности как в положительном , так и в отрицательном направлении от оси легкого намагничивания. В тех случаях, когда энергия анизотропии зависит от направления вдоль оси легкого намагничивания ( однонаправленная анизотропия, связанная, например с анизотропным обменным взаимодействием в гетерогенных кристаллах), энергия анизотропии представляется в виде ряда как по четным, так и по нечетным степеням направляющих косинусов. Коэффициенты Кп в (1-17) — (1-20) называются константами магнитокристаллической анизотропии и сами по себе не имеют физического смысла, они являются коэффициентами членов ряда, служащего для математической записи энергии анизотропии. При этом соотношения между величинами и знаками двух первых констант магнитокристаллической анизотропии /(] и Л г в (1-20) изменяются при изменении направлений, которым соответствует минимум энергии анизотропии в одноосном ферромагнитном кристалле (т. е. равновесных направлений его намагниченности в отсутствие внешнего магнитного поля) [1-8]. Эти направления могут или совпадать с гексагональной осью кристалла, или лежать в базисной плоскости, перпендикулярной оси кристалла, или образовывать конус направлений легкого намагничивания, осью которого является гексагональная ось кристалла (табл. 1-3). [c.21]

Энергию анизотропии можно рассматривать как некоторую потенциальную энергию, которая является следствием взаимодействия магнитных моментов материала с некоторым эффективным магнитным полем, направленным вдоль оси легкого намагничивания и называемым полем анизотропии Яа. В случае магнитоодно- [c.22]

Формула (1-27) представляет собой выражение для энергии анизотропии формы, имеющей минимум вдоль оси а. Из сравнения (1-27) с соотношением для энергии магннтокристаллической анизотропии (1-20) видно, что эффективная константа анизотропии формы равна [c.26]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...