МАГНИТОЭЛЕКТРИ́ЧЕСКИЙ ЭФФЕ́КТ

МАГНИТОЭЛЕКТРИ́ЧЕСКИЙ ЭФФЕ́КТ, воз­ник­но­ве­ние в ди­элек­трич. кри­стал­ле на­маг­ни­чен­но­сти $\boldsymbol m$, ин­ду­ци­ро­ван­ной элек­трич. по­лем напряжённостью $\boldsymbol E$, или элек­трич. по­ля­ри­за­ции $\boldsymbol p$, ин­ду­ци­ро­ван­ной маг­нит­ным по­лем напряжённостью $\boldsymbol H$. М. э. – ре­зуль­тат взаи­мо­дей­ст­вия двух под­сис­тем ион­но­го кри­стал­ла: элек­три­че­ской, со­стоя­щей из за­ря­жен­ных ио­нов, и маг­нит­ной – со­во­куп­но­сти не­ском­пен­си­ро­ван­ных маг­нит­ных мо­мен­тов ио­нов. Пол­ное фе­но­ме­но­ло­гич. опи­са­ние всех маг­ни­то­элек­трич. взаи­мо­дей­ст­вий мо­жет быть вы­пол­не­но на ос­но­ве тер­моди­на­мич. тео­рии фа­зо­вых пе­ре­хо­дов 2-го ро­да. М. э. обыч­но на­блю­да­ет­ся в ан­ти­фер­ро­маг­ни­тых кри­стал­лах (см. Ан­ти­фер­ро­маг­не­тизм), для ко­то­рых тер­мо­ди­на­мич. по­тен­ци­ал $Φ$ есть функ­ция век­то­ров $\boldsymbol m$, $\boldsymbol p$ и век­то­ра ан­ти­фер­ро­маг­не­тиз­ма $\boldsymbol l$. Для од­но­до­мен­ных кри­стал­лов, т. е. та­ких, в ко­то­рых ка­ж­дый из век­то­ров $\boldsymbol m, \boldsymbol l, \boldsymbol p$ име­ет оди­на­ко­вые мо­дуль и ори­ен­та­цию во всех эле­мен­тар­ных ячей­ках кри­стал­ла, обу­слов­ли­ваю­щая М. э. часть по­тен­циа­ла за­пи­сы­ва­ет­ся в ви­де раз­ло­же­ния по сме­шан­ным про­из­ве­де­ни­ям про­ек­ций этих век­то­ров. Вид функ­ций $\boldsymbol m(\boldsymbol E)$, $\boldsymbol p(\boldsymbol H)$ за­ви­сит от то­го, с ка­ки­ми чле­на­ми в раз­ло­же­нии $Φ$ они свя­за­ны. Чле­ны, со­дер­жа­щие про­ек­ции $\boldsymbol l$, по­яв­ля­ют­ся толь­ко для кри­стал­лов, об­ла­даю­щих маг­нит­ной струк­ту­рой. М. э. воз­ни­ка­ет, ес­ли $\boldsymbol m(\boldsymbol E)$ и/или $\boldsymbol p(\boldsymbol H)$ не рав­ны ну­лю, од­на­ко это име­ет ме­сто да­ле­ко не для всех воз­мож­ных маг­нит­ных струк­тур.

Наи­бо­лее из­вес­тен т. н. ли­ней­ный М. э., воз­ни­каю­щий в ре­зуль­та­те ли­ней­ной свя­зи $p_i = α_{ij}H_j, m_j = α_{ij}E_i$, где $α_{ij}$ – ком­понен­ты тен­зо­ра М. э. В од­но­до­мен­ном кри­стал­ле на­прав­ле­ние $\boldsymbol l$ за­да­но и вза­им­ная ори­ен­та­ция как $\boldsymbol m(\boldsymbol E)$ и $\boldsymbol E$, так и $\boldsymbol p(\boldsymbol H)$ и $\boldsymbol H$ пол­но­стью оп­ре­де­ля­ет­ся ве­ли­чи­на­ми $α_{ij}$. Из­ме­не­ние на­прав­ле­ния $\boldsymbol l$ на 180° со­от­вет­ст­ву­ет др. маг­нит­но­му до­ме­ну, в ко­то­ром при не­из­мен­ных от­но­си­тель­но кри­стал­ла на­прав­ле­ни­ях $\boldsymbol E$ и $\boldsymbol H$ век­то­ры $\boldsymbol m(\boldsymbol E)$ и $\boldsymbol p(\boldsymbol H)$ бу­дут про­ти­во­по­лож­но на­прав­ле­ны. М. э. яв­ля­ет­ся един­ст­вен­ным свой­ст­вом ан­ти­фер­ро­маг­нит­ных кри­стал­лов, чув­ст­ви­тель­ным к до­мен­ной струк­ту­ре.

Элементарная магнитная ячейка антиферромагнитного кристалла Сr2О3: а и б – два домена, различающиеся направлением магнитных моментов si ионов хрома и направлением вектора антиферромагнетизма l.

Ли­ней­ный М. э. об­на­ру­жен рос. фи­зи­ком Д. Н. Ас­т­ро­вым в 1960 в кри­стал­ле ок­си­да хро­ма Cr₂O₃, эле­мен­тар­ная ячей­ка ко­то­ро­го по­ка­за­на на рис., а. Для ок­си­да хро­ма $m_z = α_zE_z, p_z = α_zH_z, m_⊥ = α_⊥E_⊥, p_⊥= α_⊥H_⊥$, где $z$ – ось кри­сталла, а ин­дек­сом $⊥$ обо­зна­че­ны ве­ли­чи­ны в ба­зис­ной плос­ко­сти. При пе­ре­хо­де к др. до­ме­ну (рис., б) из­ме­ня­ют­ся зна­ки $α_z$ и $α_⊥$, од­на­ко ука­зать, ка­ко­му имен­но до­ме­ну со­от­вет­ст­ву­ет ка­кой знак, не­воз­мож­но. Ко­эф­фи­ци­ен­ты $α$ за­ви­сят от темп-ры; макс. зна­че­ние $α_z$ = 5·10^–4. Из­вест­но неск. де­сят­ков ан­ти­фер­ро­маг­не­ти­ков, в ко­то­рых на­блю­да­ет­ся ли­ней­ный М. э. со зна­че­ния­ми $α$, до­хо­дя­щи­ми до 10^–2 (TbPO₄).

По­ле $\boldsymbol E$, вы­зы­ваю­щее на­маг­ни­чи­ва­ние в ре­зуль­та­те М. э., мо­жет быть не толь­ко внеш­ним. В кри­стал­лах сег­не­то­элек­трич. бо­ра­ци­тов M₃В₇О₁₃X (M = Со, Ni, Fe, Mn; X = Cl, Br, I) на­блю­да­ет­ся обу­слов­лен­ное М. э. спон­тан­ное на­маг­ни­чи­ва­ние, вы­зван­ное внутр. элек­трич. по­лем.

Не­ли­ней­ный М. э. воз­ни­ка­ет при по­яв­ле­нии в раз­ло­же­нии чле­нов, про­пор­цио­наль­ных квад­ра­там ве­ли­чин $m$, $p$ и $l$, ко­то­рые при­во­дят к квад­ра­тич­ным за­ви­си­мо­стям по $H$ и $E$.

Тер­мо­ди­на­мич. тео­рия, по­зво­ляю­щая най­ти вид по­тен­циа­ла $Φ$ для кри­стал­ла с из­вест­ной сим­мет­ри­ей, не да­ёт ни­ка­ких све­де­ний ни о зна­че­ни­ях кон­стант, опи­сы­ваю­щих М. э., ни о при­ро­де мик­ро­ско­пич. сил, от­вет­ст­вен­ных за его про­яв­ле­ние. При изу­че­нии ме­ха­низ­ма М. э. при­ме­ня­ют­ся мо­дель­ные пред­став­ле­ния, а имею­щая­ся «мик­ро­ско­пи­че­ская» тео­рия но­сит ка­че­ст­вен­ный ха­рак­тер; в ней счи­та­ет­ся, что при­чи­ной эф­фек­та яв­ля­ет­ся из­ме­не­ние об­мен­ных взаи­мо­дей­ст­вий в кри­стал­ле.

При на­ло­же­нии на кри­сталл дос­та­точ­но боль­ших по­лей $\boldsymbol E$ и $\boldsymbol H$ в нём воз­можны скач­ко­об­раз­ные из­ме­не­ния $\boldsymbol m(\boldsymbol E)$ и $\boldsymbol p(\boldsymbol H)$, свя­зан­ные с пе­ре­хо­дом от од­но­го до­ме­на к дру­го­му. Так, в Ni–I-бо­ра­ци­те при уве­ли­че­нии маг­нит­но­го по­ля, на­прав­лен­но­го пер­пен­ди­ку­ляр­но век­то­ру спон­тан­ной на­маг­ни­чен­но­сти, про­ис­хо­дит пе­ре­брос это­го век­то­ра на 90° и век­то­ра спон­тан­ной по­ля­ри­за­ции на 180°.

Маг­ни­то­элек­трич. взаи­мо­дей­ст­вия мо­гут из­ме­нять по­ля­ри­за­цию элек­тро­маг­нит­ных волн при их от­ра­же­нии или про­пус­ка­нии кри­стал­ла­ми, об­ла­даю­щи­ми М. э., вы­зы­вать па­ра­мет­рич. воз­бу­ж­де­ние спи­но­вых волн в сег­не­то­маг­не­ти­ках под дей­ст­ви­ем вы­со­ко­час­тот­но­го по­ля $\boldsymbol E$. Прак­тич. при­ме­не­ния М. э. (маг­нит­ная па­мять, оп­тич. за­тво­ры, фа­зов­ра­ща­те­ли и т. п.) воз­мож­ны, од­на­ко ни од­но из по­доб­ных уст­ройств на ос­но­ве М. э. не бы­ло реа­ли­зо­ва­но в свя­зи с от­сут­ст­ви­ем мо­но­кри­стал­лов вы­со­ко­го ка­че­ст­ва.