1-е
D 400 Рис. 2.
60о°С '
SA-- \ FfdM для разных кристалл ографич. направлений;
. 2| по измерению крутящих моментов в анизометре магнитном; 3| но чакону приближения магнитика к состоянию маги, пасрлцепия (в поликристаллах); 4) но частоте ферромагнитного резонанса. В нек-рых случаях (редкоземельные металлы) можно использовать связь констант М. а. с анизотропией пврнмагн. восприимчивости. Значения К└ определены для большинстве! маги, материал ив в широком интернале течп-р. На рис. 2 принедг'ны Kj(T) и К%(Т) для Fe [я отлитие от определения (1) нумерация констант М. а. здесь дана ______ в порядке; их следования, без уч╦та констант, обращающихся в пуль из условий симметрии]. М. а. в ферри-магнетиках, а нт и ферромагнетиках и слабых ферромагнетиках (см. Фсрримаг-негнил-и, Слабый ферромагнетизм) имеет обычно бо-ж'с с-""кный характер, чем в ферромагнетиках.
Тсорстич. исследования М. а. направлены на уста-
новление пен. микроскопии, механизмов возникновения анизотропии и определений значений и температурное зависимости коэф. К└. С точки зрения ирн-роды М. а. асе магпртпки делится на два типа: с п и-н о в ы с II орбитальные. К первым относятся магнетики нл основе d-пернходпых .-элементов (группы Ке), ко вторым ≈ редкоземельные 4/-магнетики. Среди магнетнков группы урана имеются предетаиите.тп обоих типов. В спиновых d-магнетиках орбитальные моменты L. электронов почти заморожены (см. чЗама-раживание» ирбитальчых моментов), так что кван-товомеханнч. ср. значения /.яг 0 и магн. момент атомов (понов! определяется величиной us спина. Спины S Сами по себе «не чувствуют» анизотропии кристалла. М. а. ВОЗЕГИКЭРТ яа слот частичного размораживания моментов /. спин-орбитальным взаимодействием (СОВ)
с анергией f.c,,≈\(LS) (X ≈ постоянная СОИ). При этом малым размороженный момент I. ориентируется вдоль ОЛН, ориентируя, в свою очередь, суммарный СШШ01ШП момент за счет СОВ. Энергия М. а. дли этого случая (одноосная анизотропия) &А = =Х2/^ (V^i), где Д ≈ разность энергий электронов в состояниях, для к-рых матричный элемент /, отличен от нуля. Т. о., М. я. представляет собой результат совместного действия анизотропного енутрикристалли-ческпт »чля и еипн-орбиталыюго взаимодействия.
Ф. R-TOV (г Г. Джентиль (F. Bloch, G. Gentile, 1931), а затем Дж. lian Флек (J. Van Vleck, 1937) рассмотрели М. а. в модели локализованных спинов. II. С. Акулов (1930) дли кубич. кристаллов и К. Зинер (С. Z«ner, 1954) в fio.'iee общим случае пут╦м усреднения зависимости энергии М. а. от отклонении магн. момента в поле кристалла получили температурную зависимость К└ {т]ри разложении по сфсрич. гармоникам):
Л. (Т)1К└ (0) = (М (Т}/М (1))]" *«+», |2]
где At ≈ спонтанная намагниченность. Ф-ла (2) была получена затем во мн. работах (в т. ч. в рамках теории спиновых волн), однако е╦ согласие с экспериментом в ряде случаев неудовлетворительно. Так, напр., в металлах часто наблюдаются дан;с изменения знака Кп(Т'\. Имеются разл. попытки улучшения теории (в частности, пут╦м учета теплового расширения маг-npTHKii], но осн. причина плохого Согласия теории и эксперимента связана, по-видимому, с неприменимостью модели локализованных спинов к зонным маг-нетикам (см. Зонный магнетизм).
В d- металлах величина Д= Д (k)≈S m (fr)≈ f m. (le) (m, m' ≈ номера вырожденных подзон, /с ≈ квазиимпульс электрона). Оценки X и Д не очонь точны. При
А.^10-1* зрг, Д~10~1!! ирг аначспис ffA~iQ-1* эрг. Т. о., f д<^"кр≈ 10~" эрг, где i?Kp ≈ анергия размороженного момента ( во внутр икриста ллич. по;ш. Нама] пичипанир в этом случае оо у с л он лен о отклонением -S от ОЛН в меру отношения g\LKSHjSA. При атом I практически не отклоняется из-за большой ве-
кр.
^ X
При Я=Я/=й^/рця5~104 Э спиновая намагниченность насыщается. Расчеты ф-ции Д (А) для sf -мета л лов (Е. И. Копдорский, 1971) показали сильную зависимость М. а. от деталей зонной структуры магнстика.
В орбитальных 4/-магпетякая М. а. определяется энергией полные атомных моментов -T ≈ L + S во внутри кр иста л ли ч. поле. Энергия (Ю1! н этом случае реликт. i'^ri'f'1'кр (я противоположность d-маг-нстикам), в силу чего при намагничивании вектор ∙/ иращаетсн как единое целое, а константы М, а, определяются энергией моментов -/ во внутрикриеталлич. поле. Так, для одноосных кристаллов
А-1 = 2ауЛ2/{/ ≈ Va), Л3 ^e*Z*^a-9. 1,03 (с/о ≈ 1,ЙЗЗ),
(3)
где а.] ≈ коэф. Стивенг.а, TJ ≈ радиус /-оболочки, Z* ≈ аффектииный заряд нона, сна ≈ параметры реш╦тки. Ф-ла (3) соответствует одноионнон ашмо-тропил л удпвлнтпоритвльн» согласуется с экспериментом как по порядку кйличины (К, ≈10s эрг/см*), так и но зависимости (череп a.j) от номера элемента в ряду редкоземельных металлов (А.'] меняет знак между Но н Ег, Nd и Рю, как ато н наблюдается на опыте).
Помимо однононного вклада (3) и энергию М. а. существуют также т. и. д в у х и о и н ы е в к л а д ы, обусловленные анизотропным обменным взаимодействием магн. нонон и их диполь- дппольным ьзаимодей-ствием. Определение величины :)тих вкладов возможно по концентран. зависимости Кп в сплавах. Существующие эксперим. данные укалывают на преимущественно однонопный характер М. а. в 4/- магнитиках.
Большая величина М. а, в редкоземельных элементах имеет решающее значение дли создания рекордно ж╦стких магн. материалов (типа SniCob), имеющих широкое техн. применении.
Высокие лшчшшн констант Ы. а. наблюдаются также в нек-рых соединениях актшшдов, напр, в US JCisslD9 эрг,'см3 (см. А ктачидные магнетики).
Литя.: Туров Е. А., Фп.'чческис сиийстнв мягнитоупо-рядоченных к [j иста л ли в, М., 1963; Ьердышев А. А., Введение в киантолую теорию феррпчагнетлзша, ч. 3, (Заердливсч, 1870; В о и е п а с н н и С. В., Млгкетиэм, М., 1971; Л е с-нин А. Г., Няит╦нная чагнитнач аннзотрогтия, К., 1978; Концорскнй Е. И., Зонная теории гчлгнртиэма . ч t ≈ и. М.. laTfi ≈ 77. Ю. П. Ирхин. МАГНИТНАЯ АТОМНАЯ СТРУКТУРА ≈ упорядоченное пространств, расположение магн. атомов кристалла в сочетании с определ╦нной ориентацией и величиной их маги, моментов (спинов) .S,-. Термин «М. а. с.* применяется в модели магнеги.ша, рассматривающей локализованные магн, моменты (см. Гей-арлберга модель). Хотя формально в понятие М. а. с. включаются лишь магн. атомы (ионы) кристалла с S,-^=0, но физически к М. а. с. следует причислять и немагн. атомы, т. к.: а) М. а, с. определяется взаимным расположением магн. и немагн. атомов; б) симметрия кристалла без уч╦та ни магн. атомон может «качаться выпге истинной, а тип М. а. с. связан с истинной симметрией; л) часто пимаги. атомы принимают активное участие в формировании М. а. с., напр, за сч╦т косвенного обменного взаимодействия через немагн. атомы. Число конкретных типов М. а. с. в кристаллах очень велико, к чисто am типы доиилыю сложны (1, 2]. Главные типы М. а. с. и j отражены на рис. Исторически первыми были исследованы CRMLLC простые тины с коллипеарным расположением атомных маги. моментов: а ≈ ферромагнитный (напр., в Ке), 6 ≈ аитнферромагпнтный (напр., в МнО) не ≈ ниелевский , ._ ферримагкитный (Fe304 и др.). Далее к ним добав«- OU7
