(16)

Зная e(0)i j легко найти удлинение кристалла δl/l при спонтанной магнитострикционной деформации в любом направлении, определяемом направляющими косинусами β1, β2, β3:

(δl/l)0 = e(0)xx β21+ e(0)yy β22+ e(0)zz β23+ e(0)xy β1 β2+ e(0)yz β2 β3+ e(0)zx β3β1=

= - [B1/(C11-C12)] [a21 β21+a22 β22+a23 β23- 1/3] –

– (B2/C44)( a1a2 β1 β2+a2a3 β2 β3+a3a1 β3 β1) (17)

Найдем δl/l для кристаллографических направлений [100] и [III]. Если кристалл намагничен вдоль направления [100], то, полагая в (17)

a1 = β1 = 1, a2 = a3 = β2 = β3 = 0, получим

(δl/l)[100] =λ100 = - 2/3 [B1/(C11-C12)]. (18)

Аналогично для направления [111] будем иметь

(δl/l)[111] =λ111 = - 1/3 (B2/C44) , (19)

где λ100 и λ111 носят название констант магнитострикции. Подставляя в (18,19),Выражения для констант магнитоупругой энергии:

B1=N(∂g1/∂r)r0 , B2= 2Ng1, (20)

где - N число атомов в единице объема. Можно выразить магнитострикционные константы λ100 и λ111 для различных типов кубических решеток через коэффициенты g1 в выражении для энергии пары атомов:

1- простая кубическая:

λ100 = -2/3[N/(C11 – C12)][∂g1/∂r]r0 ;

λ111 = - 4/3(N/C44)g1

2- объемно- центрированная:

λ100 = -16/9[N/(C11 – C12)]g1 ; (21)

λ111 = - 16/27[g1+(∂g1/∂r)r0]

3 – гранецентрированная:

λ100 = -1/3[N/(C11 – C12)][6g1 – (∂g1/∂r)r0] ;

λ111 = - 2/3[N/C44] [2g1+(∂g1/∂r) r0]

Принимая во внимание (16), магнитоупругую (13) и упругую (12) энергии при спонтанной деформации можно записать в виде:

f(0)му.= [B21/(C11 – C12)] ∑ (a2i-1/3)2 - B22/C44 ∑ a2ia2j , (i , j=1,2,3)

f(0)упр.= ½ C11 [B21/(C11 – C12)2] ∑ (a2i-1/3)2 + ½ C44 B22∑ a2ia2j+

+C12[B21/(C11 – C12)2] ∑ (a2i-1/3)(a2j-1/3), (i , j=1,2,3)

или, учитывая соотношения

1) ∑a2 i =1 (i =1,2,3) ;

2) ∑a4 i =1 –2 ∑ a2 i a2j (i , j=1,2,3) ;

3) ∑ (a2i-1/3)2= 2/3 – 2 ∑ a2ia2j (i , j=1,2,3, i>j) ;

4) ∑ (a2i-1/3)(a2j-1/3) = ∑ a2ia2j – 1/3 (i , j=1,2,3, i>j) ;

f(0)му.= – [B21/(C11 – C12)][ 2/3 – 2 ∑ a2ia2j] - B22/C44 ∑ a2ia2j ,

(i , j=1,2,3, i>j) (22)

f(0)упр.= ½ C11 [B21/(C11 – C12)2] [ 2/3 – 2 ∑ a2ia2j] + ½ C44 B22∑ a2ia2j+

+C12[B21/(C11 – C12)2] ∑ a2ia2j – 1/3 ,

(i , j=1,2,3,i>j) (23)

Подставляя (21) и (23) в (1) и учитывая (10), (18) и (19), получим следующее выражение для плотности анизотропной части магнитной энергии кристалла при отсутствии упругих внешних напряжений:

f=(K1+∆K1)∑ a2ia2j (i , j=1,2,3, i>j) (24)

где добавка ∆K1 к первой константе анизотропии, обусловленная спонтанной магнитострикционной деформацией равна

∆K1= [2B21/(C11 – C12)] + [B22/C44] – [C11{B21/(C11 – C12)2}]+

+ [½ C44 (B22/C244)]+[ C12 {B21/(C11 – C12)2] =

= [B21/(C11 – C12)] – ½[B22/C44]=9/4 l2100(C11-C12) – 9/2l2111C44

(25)

Как видно из (24), вид зависимости плотности энергии от направляющих косинусов не изменился, но константа анизотропии благодаря спонтанной деформации решетки увеличилась.

§2. Физическая природа естественной магнитной анизотропии.

В первых работах Акулова магнитное взаимодействие в ферромагнитных кристаллах с микроскопической точки зрения трактовалось чисто классическим путем. Квантовомеханическая трактовка была дана в работах Блоха и Джентиля. Классическую теорию температурной зависимости констант магнитной анизотропии развили Акулов и Зинер, исходя из представления о том, что около каждого узла решетки можно выделить области ближнего магнитного порядка с не зависящими от температуры локальными константами анизотропии. Локальные мгновенные намагниченности этих областей из-за теплового движения распределены хаотически и образуют среднюю намагниченность всего кристалла. Отсюда удается определить связь между температурным ходом констант анизотропии и намагниченности в виде