3. Магнитокристаллическая одноосная анизотропия (определение, примеры соединений, возможности реализации).

Перемагничивание ферромагнетиков путём вращения может осуществляться в том случае, когда в материале исключена возможность возникновения зародышей перемагничивания, а, следовательно, исключены процессы смещения границ между доменами. Такой механизм имеет место в однодоменных ферромагнитных частицах, разделённых неферромагнитной матрицей. Для совокупности однодоменных невзаимодействующих друг с другом частиц при когерентном вращении магнитных моментов коэрцитивная сила будет определяться различными видами одноосной анизотропии. Для сферических однодоменных частиц это может быть одноосная магнитная кристаллографическая анизотропия напряжений. В случае, когда первые 2 вида отсутствуют, одноосная анизотропия может быть связана с анизотропией формы.

Согласно теории одноосного напряжения:

По теории одноосной магнитной кристаллографической анизотропии:

По теории одноосной анизотропии формы:

Где: Nb,Na-размагничивающие факторы частиц вдоль длинной и короткой оси; Is-намагничееность; λs-магнитостирикция; σ-напряжение ;k-Не наю

Приведенные формулы справедливы для таких структур, когда направления легкого намагничивания однодоменных частиц совпадают с направлением магнитного поля при намагничивании.

4. Определение поля анизотропии

Определение поля анизотропии можно пояснить на методе вращающих механических моментов.

Суть метода: ферромагнитный образец, помещённый в магнитное поле, стремиться повернуться таким образом, чтобы направление ОЛН совпало с направлением магнитного поля. Возникающий таким образом вращающий момент L зависит от приложенного поля, намагниченности насыщения и величины магнитной анизотропии образца. Зная эту связь и проводя измерения L=|L|, можно, в частности, найти величину константы анизотропии. Характер магнитной анизотропии, а значит, и способ её описания определяют по виду кривых вращающих моментов (КВМ), представляющих собой зависимости L(θ) (рис. 2). Под θ, как правило, подразумевают угол между магнитным полем Н и некоторой геометрической осью, характеризующей исходное положение образца (Н=0).

При ориентации Н вдоль ОЛН вращающий момент отсутствует (L=0). Отклонение Н от ОЛН вызывает постепенное увеличение абсолютной величины вращающего момента, причем знак L зависит от направления поворота поля. Вращающий момент изменяет знак и при переходе поля через ось трудного намагничивания. В этой области углов вид зависимости L(θ) определяется соотношением величин внешнего магнитного поля Н и поля анизотропии Н_а. Для монодоменного образца можно выделить три различных случая.

1. Н<На. Намагниченность образца существенно отстает от вращающегося магнитного поля и переходит через ОЛН скачком. Соответственно скачком меняется и L. При прямом и обратном вращении Н вблизи ОТН имеет место гистерезис L (рис. 2, кривая 1).2. Н~На. КВМ становится обратимой (без гистерезиса), но сохраняет более резкое изменение L вблизи ОТН по сравнению с ОЛН (рис. 2, кривая 2).

3. Н >На. Намагниченность практически следует за полем. Форма КВМ при Н>>Ha становится близкой к синусоидальной (рис. 2, кривая 3).

Отметим, что в первом и во втором случаях по КВМ можно различить ориентации ОЛН и ОТН.

Кривые вращения моментов (1–3), представленные на рис. 2, описыва-ют магнитоодноосный кристалл при вращении Н в плоскости, содержа-щей ОЛН, и имеет период 180°. На рис. 2 (кривая 4) показана КВМ кубического трехосного кристалла при вращении Н в плоскости (100). Данная плоскость содержит две ОЛН, поэтому КВМ имеет в два раза меньший период. Таким образом, по виду и периоду КВМ можно судить о характере магнитной анизотропии.