D磁性物理基础各向异性.ppt

磁晶各向异性与磁致伸缩 D磁性物理基础 序言 在磁性物质中 自发磁化主要来源于自旋间的交换作用 这种交换作用本质上是各向同性的 如果没有附加的相互作用存在 在晶体中 自发磁化强度可以指向任意方向而不改变体系的内能 实际上在磁性材料中 自发磁化强度总是处于一个或几个特定方向 该方向称为易轴 当施加外场时 磁化强度才能从易轴方向转出 此现象称为磁晶各向异性 一 磁晶各向异性 立方晶系各向异性能可用磁化强度矢量相对于三个立方边的方向余弦 1 2 3 耒表示 在该类晶体中 由于高对称性存在很多等效方向 沿着这些方向磁化时 磁晶各向异性能的数值相等 从图中看到 在位于八分之一单位球上的点A1 A2 B1 B2 C1 C2所表示的方向上 各向异性能数值均相等 由于立方晶体的高对称性 各向异性能可用一个简单的方法耒表示 将各向异性能用含 1 2 3 方向余弦 的多项式展开 因为磁化强度矢量对任何一个 i改变符号后均与原来的等效 表达或中含 i的奇数次幂的项必然为0 又由于任意两个 i互相交换 表达式也必须不变 所以对任何l m n的组合及任何i j k的交换 i2l j2m k2n形式的项的系数必须相等 因此 第一项 12 22 32 1 因此EA可表示为 1 立方晶系的磁晶各向异性 A 磁晶各向异性能 100 1 1 2 0 3 0EA 0 110 EA K1 4 111 EA K1 3 K2 27 Fe K1 4 72x104Jm 3K2 0 075x104Jm 3 Ni K1 5 7x103Jm 3K2 2 3x103Jm 3 K1 K2分别为磁晶各向异性常数 求几个特征方向的各向异性能 在不施加外磁场时 磁化强度的方向处在易磁化轴方向上 因此相当于在易磁化轴方向上有一个等效磁场HA 图中看到当 100 方向为易磁化轴和 111 方向为易磁化轴的各向异性能的空间分布状况 x y z Is 当从z轴转出 角 由于z轴是易磁化轴 等效一个磁场HA 这样就产生一个转矩 1 2 3用 耒表示 并代入EA 用上式求HA a 易轴 B 磁晶各向异性场 K Jm 3 m 1 kg S 2 Is T kg S 2 A 1 K Is Am 1 K1 0 K2 0 K1 0 K2 0 100 易轴 111 易轴 b 易轴 磁化强度的有利转动晶面分别是 100 和 110 面 1 在 100 面上 Is转动求HA 得到 z 2 在 110 面上 Is从HA转出 角 用转矩求HA C 为易轴 2 六角晶系的磁晶各向异性 六角晶系的特点是在c面有六次对称轴 与 2 n 6 n 0 1 2 的方向体系的能量是相同的 用 替代 1 2 3 计算磁晶各向异性能 A 磁晶各向异性能 Co Ku1 4 53x105Jm 3Ku2 1 44x105Jm 3 通常四次方项作为近似就足够了 因此 B 磁晶各向异性场 得到 b c面为易磁化面时 c 易锥面时 a C轴为易磁化轴 用同样的处理方法 EA 的0次项 的一次项 的二次项 a 的0次项 0 1 对应于K0 b 的一次项是奇数项不考虑 为0 对应于K0 c 的二次项 a1 12 a2 22 a3 32 a 12 22 32 d 的四次项为 e 的六次项为 附录 第三项 用到 对六角晶系要考虑二次项 转矩磁强计的原理是 当样品 片状或球状 置于强磁场中 使样品磁化到饱和 若易磁化方向接近磁化强度的方向 则磁晶各向异性将使样品旋转 以使易轴与磁化强度方向平行这样就产生一个作用在样品上的转矩 如果测量转矩与磁场绕垂直轴转过的角度关系 就可以得到转矩曲线 并由此可求得磁晶各向异性常数 右图是用来测量转矩曲线的转矩仪 在自动转矩仪研制出耒以前 是用光电方法测量 二 磁晶各向异性常数的测量方法 H 易磁化方向 磁场 当磁化强度偏离易磁化轴将引起一个力矩T 样品吊在一根弹性金属丝上 样品的转动使吊丝产生一个扭力矩L k是扭力系数 达因 厘米 度 1为样品的转动角度 如果样品的体积为V 则平衡条件为VT L k 1 是易轴与磁化强度之间的夹角 适当选择扭力系数k 使 1在较小的范围内变化 如果磁场的转角为 0到360度 则 1 由于 1很小 就可简化 右图为一个典型的转矩曲线 100 面 22 50时sin4 1由转矩曲线公式 得到 K1 2L 22 50 4x105dyncmcm 3 ergcm 3 H 1 易轴 00 Is Is H 吊丝 A 立方晶系的转矩曲线 b 110 面测定 c 111 面测定 B 六角晶系的转矩曲线 极大 25031 0 561K1 极小 70021 0 210K1 a 100 面测定 常数 磁晶各向异性是磁性材料的内能随磁化强度方向的变化而发生的变化 当自发磁化强度从一个方向转向另一个方向 相邻自旋保持平行 这是因为自旋间存在强的交换作用 自旋Si和Sj间的交换作用为 其中 为S自旋的大小 而 是Si和Sj间的夹角 右图自旋从a旋转到b所有自旋保持平行 因而 0 交换能没有改变 故交换能是各向同性 要解释磁晶各向异性 必须考虑含有晶轴的能量项 如果假设自旋与原子連线的夹角为 则自旋对的能量经勒让德多项式展开为 1 自旋对模型 三 磁晶各向异性机理 第一项与 无关 对应于交换相互作用 第二项称为偶极相互作用 因为若系数是 则它与磁偶极相互作用有相同的形式 然而真正测得的磁各向异性相应的l值比此项给出的值大100到1000倍 因此产生磁晶各向异性的机制不是偶极相互作用 虽然形式相同 但其系数是来源于磁晶各向异性 真正的机理是 部分未淬灭的轨道矩与自旋相互耦合 随着磁化强度的转动 通过轨道波函数重叠的变化 导致交换能或静电能发生变化 这种相互作用被称为赝偶极相互作用 第三项为起源相同的高价项 称为四极相互作用 磁晶各向异性可以通过对晶体中所有自旋对的能量相加而计算出耒 这模型称为自旋对 spin pair 模型 由于即偶极项 对立方晶系各向异性没有贡献 但是对单轴各向异性有贡献 一般l比q大1 2个数量级 如Co的Ku为105Jm 3 Fe的K1为103 104Jm 3 i表示自旋对 由于远处自旋对的相互作用很小 仅考虑近邻 最多到次近邻之间的相互作用 设 1 2 3 为平行自旋对的方向余弦 对原子連线方向与x 轴平行的自旋对 cos 可以用 1代替 对平行y z 轴的自旋对 cos 可分别用 2和 3替代 N为单位体积内的总原子数 对体心立方晶格 计算得到 对面心立方晶体 得到 自旋对模型对金属和合金是适用的 对氧化物和化合物不适用 2 单离子模型 自旋 自旋轨道相互作用 轨道 轨道 自旋轨道相互作用 自旋 原子间静电库仑相互作用 A原子 B原子 自旋 轨道相互作用 在结晶体中原子间是通过静电库仑相互作用相结合 对原子中的电子自旋磁矩没有作用 但是对电子轨道有强烈的静电相互作用 而使电子轨道劈裂 电子轨道磁矩与自旋磁矩的相互作用形成自旋 轨道的耦合 其作用能为 晶场 单离子模型是假定晶体中的磁性离子都是彼此独立的 晶体的宏观磁晶各向异性就是这些磁性离子的微观磁晶各向异性的统计平均值 根据玻耳兹曼的统计理论 宏观自由能密度F与磁性离子微观能量E i 的关系为 i代表不同的次晶格 Ni单位体积中i次晶格上的磁性离子数 i是次晶格上磁性离子的平均自旋方向与晶场对称轴的夹角 Ej i 为i次晶格上磁性离子的微观各向异性能 是对i次晶格上的磁性离子的量子态求和 A 单离子模型定性描述 晶场使磁性离子的轨道能级劈裂 即轨道电子云的分布沿某些特定方向时 磁性离子的能量才最低 或者说磁性离子的轨道角动量被晶场锁在某些特定方向上时 磁性离子与晶场之间的作用能才最低 同时由于自旋 轨道耦合 使磁性离子的自旋也产生择优取向 以钴铁氧体为例 Co2 Fe23 O4中 一个Fe3 占据四面体位置 Co2 3d7 和另一个Fe3 3d5 占据八面体位置 Co2 离子在八面体中的行为 1 钴离子轨道角动量劈裂为d 二重态和d 三重态 钴离子次近邻的三个金属离子相对于三角对称轴对称地分布 它们产生的三角晶场 使三重态d 劈裂为一个单重态和一个二重态 dxy和dzx dyz 2 钴离子电子中未半满的二个电子分别占据的一重态和简并的二重态 占据二重简并能级的电子 可在两个可能的波函数间交替变化 形成一个环形轨道 产生一个轨道磁矩与钴离子总自旋磁矩相互作用 形成磁晶各向异性 dxy dzx dyz d d 相互作用能高 d 波函数沿立方轴展开 带负电的电子轨道与O2 之间的库仑排斥势使体系自由能增加 d 波函数沿着两个立方轴之间的方向展开 避开了O2 库仑排斥能相对较小 三角晶场是正的 沿 111 轴展开的单重态能量较低 垂直 111 展开的二重态能量较高 Jahn Trllereffect 立方晶场 相互作用能低 三角晶场 d 简单计算磁各向异性能 设二重态产生轨道磁矩为 L 自旋 轨道耦合能w为 在立方晶体中有四个轴 若离子平均的分布在具有不同的轴的八面体间隙位 式中 1 2 3 4为自旋磁矩与四个轴的夹角 通过付里叶级数展开 可推得 代入EA中 得到 由于Co2 具3d7 过半滿时自旋 轨道耦合常数为负 0 在许多K1 0的铁氧体中 掺入钴后K1变为正值 例如Co2 的d 三重态劈裂为单重态和二重态 取 111 方向为量子化轴方向 即z轴方向 则晶场基态波函数为 自旋 轨道耦合哈密顿量为 sL L S LxSx LySy LzSz 自旋 轨道耦合哈密顿量可用矩阵表示 式中的 3 2 当考虑激发态 0的影响时 将偏离3 2 根据量子力学原理计算 晶场基态为轨道简并时的自旋哈密顿量为 式中 为分子场方向 为 与z轴 111 方向 的夹角 正 负号取决 的值 0时取负号 0时取正号 其中Ms为自旋在 方向的投影量子数 Ms 1 2 3 2 由上式看到自旋沿 111 方向 0 时离子的微观各向异性能最低 对Co2 离子经立方晶场和三角晶场作用后 基态的轨道角动量被锁在 111 方向 通过自旋 轨道耦合 使自旋的方向 即自发磁化的方向 也沿 111 方向时 能量最低 E 得到一级微扰下的离子微观各向异性能 求解薛定谔方程 有了离子的微观各向异性能 就可以通过热力学和统计物理把微观量与宏观量统一起耒 此时系统的自由能表示为 可见各向异性能E 1 与 成正比 由于 值通常比a和D大的多 因此晶场基态为轨道简并的磁性离子 对各向异性的贡献远大于轨道单态的离子 如Co2 离子的各向异性常数比在同晶座中Fe3 离子约大二个数量级 例如 重稀土Tb是六角晶系有巨大的磁晶各向异性 C平面是易磁化面 C轴是难磁化方向 右图为Tb单晶的磁化曲线 在C轴方向加磁场到40T 磁化强度仅为饱和磁化强度的80 其各向异性常数近似为 Ku 6x107Jm 3 6x108ergcm 3 这样大的磁各向异性可根据4f电子轨道的形状和晶体的对称性来解释 Tb的轨道矩L 3为稀土元素中最大值 轨道面垂直于J伸展 形成薄饼状的电子云 另一方面 Tb的六角晶格的c a值为1 59 它比密堆积的六角晶格的理想值1 633小的多 也就是说晶格沿C轴被压缩了 4f稀土离子和合金的磁晶各向异性 由于稀土4f电子受5s 5p电子的屏蔽 受周围原子的影响小 sL c因而晶场锁定不住4f的电子轨道 自发磁化强度的转动通过S L耦合将使晶格中的4f电子轨道转动 这将导致轨道和晶格之间静电相互作用 库仑相互作用 的变化 由右图看到若c a的比率为理想值 并且将一个参考离子下面的三个最近邻离子绕C轴转600 虚三角形所示 则该参考离子及其邻近原子将具有面心立方对称性 所以不会产生单轴各向异性 但是若晶格沿着C轴被压缩 邻近的 3离子将从上 下接近参考离子的电子云 这样将吸引电子云 因此J被迫平行于C 平面 再看Tb Gd稀土合金 Gd有7个4f电子 L 0相应就不存在大的磁晶各向异性 但是因为S 7 2所以交换相互作用非常大 当在Gd中掺入1 8 的Tb 从转矩曲线看到其振幅增加了五倍 这巨大的各向异性耒源于Tb 对于4f电子的数目增加 磁量子数m 3 2 1 0 1 2 3 但电子云的形状与m的正负无关 m 0的电子云沿C轴延伸 使C轴成为易轴 因为L 0总的电子云变成球形 4f电子云的形状对分析各向异性是很有意义的 单离子模型小结 晶体的宏观磁晶各向异性能是磁性离子的微观磁晶各向异性能的统计平均 宏观自由能密度为F 磁性离子微观能量为Ej i 关键是求Ej i 根据量子力学原理 计算单个磁性离子的微观各向异性能Ej i 需求解薛定谔方程 E 因此要确定基态波函数 和哈密顿量 1 3d磁性离子 由于 c sL和 ex 晶场作用下 3d磁性离子能级劈裂 则用晶场基态波函数 二重态时为 哈密顿量用 ex sL 2 4f磁性离子 由于 sL c和 ex 对于4f自由离子的本征态 由 0 el sL决定 总角动量J就是好量子数 自由离子的基态波函数可用 J MJ 哈密顿量用 c ex 磁晶各向异性的温度依赖性 磁晶各向异性是由自发磁化强度和晶格之间的相互作用产生的 因而自发磁化强度的温度关系将导致磁晶各向异性的温度变化 实际上磁晶各向异性对温度的依赖性比自发磁化强度对温度的依赖强的多 在材料中局域自旋的方向余弦 1 2 3 并不同于总自发磁化强度的方向余弦 1 2 3 它们的差别随温度的升高而增加 温度为T的立方各向异性为 在 为所有自旋簇的角函数的平均值 在 角函数的幂越高 函数 随着温度升高降得越快 根据对次幂函数的精确计算得到 对于单轴各向异性n 2 对于立方各向异性n 4 此外 晶格的热膨胀 磁性原子电子态的热激发 化合价态的温度依赖性等 都会影响磁各向异性 铁磁性物质的形状在磁化过程中发生形变的現象 叫磁致伸缩 由磁致伸缩导致的形变 l l一般比较小 其范围在10 5 10 6之间 虽然磁致伸缩引起的形变比较小 但它在控制磁畴结构和技术磁化过程中 仍是一个很重要的因素 应变 l l随外磁场增加而变化 最终达到饱和 产生这种行为的原因是材料中磁畴在外场作用下的变化过程 每个磁畴内的晶格沿磁畴的磁化强度方向自发的形变e 且应变轴随着磁畴磁化强度的转动而转动 从而导致样品整体上的形变 式中 e为磁化饱和时的形变 覌察方向 测试方向 与磁化强度方向之间的夹角 H 四 磁致伸缩 在退磁状态 磁畴磁化强度的方向是随机分布 其平均形变为 饱和状态时 则饱和磁致伸缩为 这样在磁畴中的自发应变可以用 表示 因子3 2经常出现在公式中 是因为 定义为相对于退磁状态的形变 以上的讨论是假设自发形变3 2是一个常数 与自发磁化强度的晶体学方向无关 这种性质的磁致伸缩被称为各向同性磁致伸缩 Isotropicmagnetostriction 各向同性的磁致伸缩的伸长量是随磁化强度的大小而改变 以Co为例 钴是六角晶系 C 轴为易磁化轴 磁化是通过1800畴壁位移来完成的 假设磁场方向与C 轴的夹角为 位移完成的磁化强度I Iscos 在磁场比较小时 畴壁位移完成 但是磁化强度方向仍然在易轴C方向 因而没有磁致伸长 在高磁场下 磁化强度向外场方向转动 此时伸长量变化 显然 当 0时 l l 0 也就是说 在易轴方向加磁场 从退磁状态到饱和状态样品的长度没有变化 如果磁场H与易轴垂直 2 则 l l 3 2 从0到 2时 见右图 不同角度 l l I Is的变化曲线都不一样 对于K1 0的立方晶体 在退磁状态下 每个磁畴的磁化强度方向平行于 100 方向中的一个方向 因此平均伸长为 l l dem 2 而与观察方向无关 如果沿 100 方向磁化到饱和 则 l l sat 3 2 因此 c H l 1800畴 c 第二种情况 900和1800壁移同时进行 则 当晶体沿着 111 方向磁化时 首先发生1800壁移 与 相反的磁畴全部消失 此时磁化强度I Is 3 0 557Is 然后磁化强度向H方向转动 在该过程中 I Iscos 为Is与H之间夹角 整个磁化过程中完全通过畴壁位移进行 磁畴壁有900和1800两种畴壁 在低场下 与单轴Co的情况一样1800畴壁位移对伸长没有贡献 900畴壁位移对伸长起作用 第一种情况 在磁化过程中 首先是1800壁位移 当I增加到Is 3时 对伸长没有影响 900畴壁位移开始 样品长度才会改变 当晶体沿 100 方向磁化 实验结果 方向磁化 磁致伸缩为负值 因此符号和大小均依赖于磁化强度的晶体学方向 称为各向异性磁致伸缩 anisotropicmagnetostriction 沿方向磁化实验结果 在磁化过程初期 由900壁移导致一个轻微的正的伸长 而在随后的转动磁化过程中 观察到相当大的一个收缩 沿着 100 方向磁化时 覌察不到各向异性磁致伸缩效应 因为Is在整个磁化过程中 总是平行于方向中的一个 用 100和 111给出磁致伸缩公式 对于各向同性的磁致伸缩 100 111 对于多晶材料的磁致伸缩是各向同性的 因为总的磁致伸缩是每个晶粒形变的平均值 即使 100 111 假定 i i i 1 2 3 对不同晶粒取向求平均 得平均纵向磁致伸缩为 对于立方晶体 磁化强度方向 1 2 3 观测方向 1 2 3 若使z 轴平行六角晶体的C 轴 则沿C 轴的形变量为 对于钴晶体测得 A 45x10 6 B 95x10 6 c 110 x10 6 D 100 x10 6 对于六角晶系 其中r是原子间距 如果相互作用能为r的函数 则当自发磁化强度产生时 晶格会发生形变 因为该相互作用将根据原子间结合键 二原子间的連线 方向的不同 不同程度的改变键长 第一项 g r 为交换作用项 对线性磁致伸缩没有贡献 但是此项在体积磁致伸缩中 起着重要的作用 键长r以及平行自旋与键的夹角 均可变的自旋对 第二项代表偶极 偶极相互作用 它依赖于磁化强度的方向 是通常线性磁致伸缩的主要耒源 与自旋 轨道以及轨道间的作用有关的能量 第三项及以后项虽然对磁致伸缩有贡献 但是高阶项 比第二项小得多 因此仅考虑第二项 原子对的能量可写为 五 磁致伸缩的机理 与磁各向异性一样 磁致伸缩起源于原子磁矩间的相互作用 当磁矩间的距离可变时 相互作用能可写为 令 1 2 3 为磁畴磁化强度的方向余弦 1 2 3 为结合键的方向余弦 考虑一个形变的简单立方晶格 其应变张量的分量为exx eyy ezz exy eyz ezx 当晶体有应变时 每一个自旋对同时改变键的方向和长度 为简化 首先考虑键方向平行x 轴 即 1 1 2 3 0时 晶体形变时 r r0 1 exx 键的方向余弦为 1 1 2 exy 2 3 ezx 2则 同样对y和z方向的自旋对 有 对简立方晶格中单位体积内所有最近邻原子对的能量相加 磁弹性能 为 磁弹性能表达式 其中 用晶格应变和磁畴的磁化强度方向表示的能量 被称为磁弹性能 弹性能由于磁弹性能是应变张量exx eyy ezz exy eyz ezx的线性方程 所以晶体将会无限制地形变 除非被一个弹性能耒平衡 对立方晶体 该弹性能为 其中C11 C44和C12是弹性模量 对铁 C11 2 41x1012尔格 厘米3C12 1 46x1012尔格 厘米3C44 1 12x1012尔格 厘米3 对镍 C11 2 50 x1012尔格 厘米3C12 1 60 x1012尔格 厘米3C44 1 185x1012尔格 厘米3 求平衡条件 解左边的联立方程组 得到平衡时的应变为 平衡条件是系统总能量为最小 系统总能量为 在 1 2 3 方向覌察到的伸长量为 代入平衡时的应变张量 上式为 得到磁致伸缩的基本关系式 对于一些特殊方向 可以得到一些特殊关系式 例如 磁畴的磁化强度在方向 则 1 1 1 2 3 2 3 0 Ni Fe合金的磁致伸缩常数与成份的关系 虚线是室温下的 点划线是4 2K下测量结果 对于方向 i i i 1 2 3 由于两原子间的交换相互作用与原子间距离有关 交换积分J与d ra的关系是Slater Bethe曲线 若居里温度以上原子间距离为d1 当冷至居里温度以下 距离仍为d1交换积分为J1 若距离增至d2则交换积分为J2 J2 J1 交换积分愈大则交换能小 由于系统在变化过程中总是要求自由能极小 系统处于稳定态 因此原子间距离不会保持在d1 必须变为d2 因而晶体尺寸变大 自发磁致伸缩 体积磁致伸缩 的机理 对于一个单畴晶体的球 在居里温度以上是顺磁球 当温度低于居里温度 由于交换相互作用产生自发磁化 与此同时晶体也改变了形状和体积 成为椭球 产生自发形变 即自发磁致伸缩 为什么自发磁化就要产生自发形变 如果在曲线3的位置 曲线下降段 则尺寸收缩 当铁磁晶体受外应力作用或其内部本耒存在着内应力 在制备过程中 由高温降低下耒 一般总有内应力存在 设应力的方向 以三个立方晶轴为座标系 为 1 2 3 强度为 从弹性力学可知应力张量为 ij i j 由应力所产生的应变张量为eij 总应变张量为eij eij0 eij eij0是前面讨论的应变张量 因此晶体自由能中应加上应力能 应力能 F 磁晶各向异性能 磁弹性能 应力能 稳定状态的条件 F eij 0求出应变张量eij中与应力有关的部分eij i j 代入到应力能公式 仅取与方向有关部分得到 当 100 111 s时则 为应力方向 1 2 3 与磁化强度矢量方向 1 2 3 之间的夹角 应力能 测量磁致伸缩的一个方便可行的方法是应变片技术 电阻应变片是材料长度变化引起应变片的电阻变化 因而通过测量电阻的变化 得到材料的形变 也就是得到 l l 再用公式就可以得到 100 111 110等磁致伸缩常数 例如 对3 93 Ni V的单晶 制作成圆片 圆片面为 010 测量磁致伸缩与 角的函数关系 为磁化强度与 001 方向的夹角 应变片在 001 和 111 方向测量 可分别得到 100和 111 若应变片的轴平行于 001 方向 则 1 2 0和 3 1 得到 0 54 70 六 磁致伸缩的测量方法 对3 93 V Ni 010 园盘样品所测磁致伸缩与 角的函数关系 为磁化强度和 001 方向的夹角 A 沿 001 方向伸长 B 沿 111 方向伸长 磁致伸缩测量与贴应变片的样品表面是什么晶面和粘贴方向是什么晶轴有关 只有选择特定晶面和晶轴才能得到所需要的磁致伸缩常数 以立方晶系为例 A 100 面的情况 1 0 2 cos 2 sinq 3 cosq 1 应变片在 001 方向 1 2 0 3 1 2 011 方向 1 0 2 3 0 最小 4 最大 则 B 110 面的情况 1 2 sin 3 cos 1 001 方向 2 110 方向 3 111 方向 Fe Ti单晶的磁矩 磁晶各向异性和磁致伸缩 1 磁退火效应 在外磁场下将磁性材料进行加热或退火 即可获得磁场退火效应 对Fe Ni合金可以覌察到这种效应 曲线A和C是经过磁场退火处理 A是平行于磁场方向的磁化曲线 C是垂直方向磁化曲线 B是没有经过磁场热处理的磁化曲线 从曲线C的平均磁化率 估计感生的单轴各向异性常数为1x102Jm 3 在Fe Ni合金系中 富镍相 21 5wt Fe 有高导磁率 称坡莫合金 磁场退火行为很特殊 即只有高温下淬火 才能得到高磁导率 解释其机理 1 超晶格的形成 即有序相的产生 有序 无序转变温度大约4900C 面心 角上 七 感生磁各向异性 Fe Al合金是典型的有序相 对于50 Al占据体心晶位 对于Fe3Al体心晶位分别被Fe和Al占据 如果是随机占位是无序态 如果分别占据1 Fe和2 Al位则是有序态 通过适当的退火处理就可以得到有序态 2 方向有序 原子对模型 近角观察到完全有序态时 感生各向异性反而趋于消失 因此试图用方向有序来解释 假定铁镍合金中有各向异性分布的Ni Ni Fe Fe和Ni Fe原子对 而且Ni Fe原子对的键长短 这样方向有序引起晶格畸变 通过磁弹性能产生感生各向异性 3 Kaya假设 有序化是通过不同体积的有序相的长大耒进行 并且用笫二相的形状各向异性解释了这种感生各向异性 设第二相磁化强度为Is 不同于基体Is 退磁因子Nz Nz 1 3 静磁能表示为 不管Is 相对于Is有多大 这种感生各向异性的易轴总是在磁场退火的磁场方向 为第二相的体积分数 AlNiCo5 以上几种模型可以帮助了解磁场退火效应 4 单原子模型 例如最常见的在铁中加入微量的碳原子 碳原子不是替代铁原子晶格位置 而是在间隙位置 在磁场作用下 由于磁致伸缩碳原子将处在能量最低的位置 而感生出各向异性 Fe C x y z z C y 2 形状各向异性如果样品是非球形的 各个方向的退磁场不一样 导致各方向磁性能量不一样 设样品在x y z方向的退磁场系数为Nx Ny Nz 退磁场为Hdi Ni 0 Isi Ni 0 Is i 退磁能为 例如 对x方向的细长针形 Nx 0 Ny Nz 1 2 单轴各向异性的表达式 EA Kusin2 与Ed比较得 对于薄板 xy面 退磁场系数 Nz 1 Nx Ny 0 0 垂直x y面 能量最高 2 平行x y面时能量最低 因而面内磁化是最容易的方向 如果Is比较小时 垂直和面内退磁能的差也比较小 利用形状各向异性的一个典型例子就是AlNiCo5永磁合金 该合金除了Fe以外 含有Al Ni和Co 在13000C以上是体心立方结构的均匀固溶体 但在9000C以下 脱溶成两相 通过磁场冷却 感生出一种易轴平行于冷却时所加磁场方向的各向异性 由电镜照片看到针状脱溶物 针状相是含较多Fe和Co的强铁磁相 基体是含较多Al和Ni的弱磁相 其中Is与I s分别为基体和析出相的饱和磁化强度 为析出颗粒的体积分数 Nz是单个弧立析出粒子沿长轴方向的退磁因子 这种脱溶称为斯皮诺答尔 spinodal 分解 3 交换各向异性 Maiklejohn与Bean发現 颗粒直径为10 100nm的轻微氧化的Co粉 在磁场下从室温冷却到770k时 表現出单向各向异性 unidirectionalanisotropy 这种各向异性 驱使磁化强度沿着冷却时所加的外场方向 CoO是反铁磁性 在冷却过程中 反铁磁自旋结构在奈尔点 低于室温 形成时 由于在外场作用下 表面处的Co2 的自旋与颗粒中Co的自旋必定平行排列 这样产生的各向异性能可表示为 Kd的值为1x10 5Jm 3的数量级 它取决于颗粒的总表面积 因面依赖颗粒尺寸 在该材料中 磁滞回线偏移原点 这是因为Co粒子的磁化强度趋向于外磁场的正向 在反向磁化时 为了使磁化强度反转到负方向 必须在负方向施加一个额外的场 也就是交换各向异性产生的交换场 在77K温度下 轻微氧化的Co粉的磁滞回线实线 磁场中冷却 虚线 无外场下冷却 4 光感生磁各向异性 在磁场下用光照射一些透明的铁磁体 会感生出一种各向异性 称为光感生磁各向异性 photoinducedmagneticanisotropy 频率为 的光能量为h 对于波长为600nm的可见光 光量子能量h 为3 3x10 19J 2 1ev 相当于24000K 因此 如果电子吸收了这种光子 它就有足够多的能量耒克服将电子束缚于原子中的结合能 光磁效应之一为光磁退火 photomagneticannealing 这种退火是用非偏振光照射一种合适材料 形成一种新的离子分布 从而使自发磁化强度稳定下耒 另外一种光磁效应为偏振相关光感应效应 polarization dependentphotoinducedeffect 在该效应中 偏振光可以选择性的激发某些晶位上的离子中的电子 在YIG中 Fe3 占据24d和16a晶位 比例为3 2 且自旋反平行 表现出亜铁磁性 非磁性Y3 离子占据24位 这种分布可用下式表示 当Si离子 X 进入YIG中后 会有选择的占据24d位离子分布为 24C 16A 24d 在光磁场退火中 从Si4 离子周围的Fe2 离子激发出的电子 将聚集于最稳定的位置 从而增加了易轴平行于磁化强度方向的Fe2 离子数 换句话说 通过光照 沿磁化强度方向感生出了各向异性 激发出电子的晶位 称之为光磁中心 photomagneticc