L’origine de l’anisotropie magnétique

Le ferromagnétisme et l’anisotropie magnétocristalline

De nombreux éléments présentant un moment magnétique dans le cas d’un atome isolé ne possèdent pas d’aimantation spontanée sous forme massive. Ces 2. Cette approche est justifiée lorsque le couplage entre li et si est dominant (couplage entre li et sj faible), ce qui est le cas pour Z < 50. Pour les éléments plus lourds, tels les actinides, on effectue d’abord le couplage j – j.

Figure 1.16 – (a) Schéma montrant les différents moments cinétiques et magnétiques

d’un atome isolé. On notera que le moment magnétique de spin est deux fois plus grand que le moment cinétique associé en raison du facteur de Landée qui vaut environ deux pour le spin de l’électron. (b) Remplissage de la sous-couche 3d dans le cas de l’atome

de cobalt.

modifications proviennent des effets d’hybridation électroniques qui donnent nais-sance à la structure de bande du matériau. De même, si l’on divise l’aimantation spontanée du cobalt massif (phase HC) par sa densité atomique, on obtient un moment magnétique par atome de 1,71 µB, inférieure aux 6 µB de l’atome isolé.

L’existence d’un ordre magnétique dans les solides peut s’expliquer par le mo-dèle de Stoner. Celui-ci repose sur une description du magnétisme à partir d’élec-trons délocalisés ou itinérants. Selon ce modèle, lorsque la densité d’états au niveau de Fermi est suffisamment importante, il devient énergétiquement favorable pour la bande de se décomposer en deux sous-bandes correspondant aux deux valeurs que peut prendre le spin des électrons et ces sous-bandes seront séparées en énergie par l’interaction d’échange3 (voir fig. 1.17), le matériau possède alors une aiman-tation spontanée. L’existence d’un moment magnétique spontané dépend donc de la nature du matériau au travers des propriétés de sa structure de bande et résulte d’une compétition entre l’interaction coulombienne (échange) et l’énergie cinétique des électrons 3d. Il en résulte que les matériaux susceptibles d’être aimantés spon-tanément présentent une densité d’états importante au niveau de Fermi. Selon ce modèle, le moment magnétique |m| (uniquement dû au spin) est défini à partir de la différence d’occupation des deux sous bandes :

|m| = µB(Nmaj

e − Nmin

e ) (1.6)

3. Il s’agit de la même interaction que celle décrite pour justifier la première règle de Hund mais qui s’applique ici à des électrons appartenant à une structure de bande.

Figure 1.17 – Modèle de Stoner du ferromagnétisme pour des métaux 3d. Les parties

grisées, en dessous du niveau de Fermi E_F, correspondent à des états occupés par des électrons et les niveaux vides au dessus de E_F à des trous. Par simplification, les états

4s ne sont pas représentés.

Ce modèle permet d’expliquer le passage du moment de spin de 3 µB dans l’atome isolé à 1,57 µB dans le solide, mais il n’est pas suffisant pour expliquer la très forte diminution du moment magnétique orbital qui passe de 3 µB dans l’atome isolé à 0,14 µB dans le solide (la somme des moment de spin et orbital donnant la valeur du moment total de 1,71 µB).

Il est nécessaire d’utiliser une description à partir d’électrons localisés plutôt qu’itinérants pour expliquer l’origine de cette extinction ou « quenching » du mo-ment orbital dans les solides cristallins. Selon la théorie du champ cristallin (ou la théorie équivalente du champ fort de ligands), les liaisons entre les différents atomes se formant suivant des directions imposées par le réseau cristallin, ceci provoque la suppression du caractère isotrope des orbitales qui prévalait dans le cas de l’atome isolé. Il faut alors décrire les orbitales 3d à l’aide de combinai-sons des harmoniques sphériques. Ces combinaicombinai-sons donnent des fonctions d’onde réelles qui ont un moment orbital nul (voir fig. 1.18). La prise en compte de l’in-teraction spin-orbite (faible ∼ 0,05 eV devant le champ cristallin ∼ 0,5 eV dans les métaux de transitions) provoque le mélange de ces orbitales pour donner nais-sance à de nouveaux états qui possèdent un moment orbital non nul et anisotrope (voir fig. 1.18). L’interaction spin-orbite couple le moment de spin (qui résulte de l’interaction d’échange) avec le moment orbital. Ce dernier étant anisotrope, car dépendant du réseau cristallin, l’énergie de couplage est anisotrope. La symétrie du réseau cristallin influe sur la valeur de la constante de couplage spin-orbite, il

a ainsi été calculé que ce couplage est plus fort dans du cobalt en phase HC que dans le même matériau en phase CFC [Eriksson, 1990].

En résumé, l’interaction coulombienne permet l’existence d’un moment de spin non nul, le champ cristallin rend les orbitales 3d anisotropes et le couplage spin-orbite modifie ces orbitales et lie le moment de spin au moment orbital.

Figure 1.18 – Moments orbitaux dans le modèle du champ cristallin avec une symétrie

tétragonale. La sous-bande majoritaire est supposée pleine et donc seule une orientation de spin est représentée. Les orbitales résultant du champ cristallin ont un moment orbital nul. Seul l’interaction spin-orbite permet l’obtention de nouveaux états ayant un moment orbital anisotrope qui est représenté en fonction de deux orientations possibles du spin (figure extraite de [Stöhr, 2006]).

L’origine de l’anisotropie magnétocristalline explique pourquoi l’on développe généralement ce terme de façon phénoménologique à partir de la direction de l’ai-mantation en respectant les symétries cristallines. Signalons que les effets magnéto-élastiques découlent également de l’anisotropie magnétocristalline.

L’interaction dipolaire magnétique

Chaque moment magnétique peut être assimilé à un dipôle magnétique créant un champ magnétique. Chaque moment interagit donc à longue portée avec l’ensemble des autres moments magnétiques composant le matériau. Ce champ est qualifié de

« démagnétisant » à l’intérieur de la matière aimantée car la minimisation de l’éner-gie impose qu’il soit orienté dans une direction opposée à celle de l’aimantation. Si l’on considère un système magnétique ayant une forme donnée non sphérique, comme une ellipsoïde par exemple (et dont l’on suppose l’anisotropie magnétocris-talline nulle), son énergie dépendra de l’orientation de l’aimantation en raison de cette interaction dipolaire. La configuration de plus basse énergie alignera ainsi l’aimantation suivant la direction du grand axe dans le cas de l’ellipsoïde. Cette forme d’anisotropie est qualifiée d’anisotropie de forme.

Une seconde conséquence de l’existence de cette interaction dipolaire magné-tique, indépendante de la forme car présente également dans un système sphérique, est la formation de domaines magnétiques dans les matériaux macroscopiques. Ces derniers permettent la réduction de la self-energy d’interaction magnéto-statique due à l’existence de ce champ (voir infra. § 1.2.1.3).

La prise en compte de cette anisotropie de forme vient s’ajouter à celle de l’ani-sotropie magnétocristalline dans l’évaluation de l’énergie d’anil’ani-sotropie magnétique d’un système magnétique, qui est définie comme l’énergie nécessaire pour tourner l’aimantation de l’axe facile à l’axe difficile.