磁気電気効果

最も一般的な形では、磁気電気効果（ME）は、物質の磁気的性質と電気的性質の間の結合を指します。^{[1] [2]}このような効果の最初の例は、 1888年にヴィルヘルム・レントゲンによって記述されました。レントゲンは、電界中を移動する誘電体が磁化されることを発見しました。^[3]このような結合が本質的に存在する物質は、磁気電気効果と呼ばれます。

ME効果の有望な応用としては、磁場の高感度検出、高度な論理デバイス、調整可能なマイクロ波フィルタなどがある。^[4]

磁気電気効果の最初の例は、1888年にヴィルヘルム・レントゲンによって議論され、彼は、電界中を移動する誘電体は磁化されることを示しました。^[3]ピエール・キュリー^[5]は1894年に（動かない）物質における固有の磁気電気効果の可能性を推測し、一方、「磁気電気」という用語は、 1926年にピーター・デバイ^[6]によって造られました。線形磁気電気効果の数学的定式化は、レフ・ランダウとエフゲニー・リフシッツの理論物理学課程に含まれていました。^[7] 1959年になってようやく、イゴール・ジャロシンスキー^[8]が、洗練された対称性の議論を使用して、酸化クロム（III）（Cr ₂ O ₃ ）における線形磁気電気結合の形を導きました。実験による確認は、そのわずか数か月後にD.アストロフによって効果が初めて観測されたときに行われました。^[9]線形磁気電気効果の測定に続いて起こった一般的な興奮は、結晶における磁気電気相互作用現象（MEIPIC）会議シリーズの組織化につながりました。ジャロシンスキーの予測からMEIPIC初版（1973年）までの間に、80を超える線形磁気電気化合物が発見されました。最近では、主にマルチフェロイック材料の出現によって推進された技術的および理論的進歩により^[10]、これらの研究の復活が引き起こされ^[11]、磁気電気効果は依然として精力的に研究されています。^[1]

歴史的に、この効果の最初で最も研究された例は線形磁気電気効果です。数学的には、電気感受率 と磁気感受率はそれぞれ電界と磁界に対する電気分極と磁気分極の応答を記述しますが、電気分極の磁界に対する線形応答を記述する磁気電気感受率の可能性もあり、その逆も同様です。^[7]${\displaystyle \chi^{e}}$ ${\displaystyle \chi^{v}}$${\displaystyle \alpha_{ij}}$

${\displaystyle P_{i}=\sum _{j}\epsilon _{0}\chi _{ij}^{e}E_{j}+\sum _{j}\alpha _{ij}H_{j }}$

${\displaystyle \mu _{0}M_{i}=\sum _{j}\mu _{0}\chi _{ij}^{v}H_{j}+\sum _{j}\alpha _ {ij}E_{j}、}$

テンソルは両方の方程式で同じでなければなりません。ここで、P は電気分極、M は磁化、EとHは電場と磁場です。SI単位では、の単位は秒/メートルです。 ${\displaystyle \alpha}$${\displaystyle \alpha}$

固有の線形磁気電気効果が理論的に予測され、実験的に確認された最初の材料はCr ₂ O ₃でした。^{[8] [9]}これは単相材料です。マルチフェロイックスは、磁気秩序と電気秩序が結合している場合に一般的な磁気電気効果^{[11]を示すことができる単相材料の別の例です。}複合材料は、磁気電気を実現する別の方法です。そこでは、たとえば磁歪材料と圧電材料を組み合わせるというアイデアです。これら2つの材料は歪みによって相互作用し、複合材料の磁気特性と電気特性の結合につながります。

磁気特性と電気特性の結合が解析的である場合、磁気電気効果は自由エネルギーを電場と磁場のべき級数として展開することで記述することができ、次のようになる。^[1]${\displaystyle E}$${\displaystyle H}$

${\displaystyle {\begin{aligned}F(E,H)&=F_{0}-P_{i}^{s}E_{i}-\mu _{0}M_{i}^{s}H_ {i}-{\frac {1}{2}}\epsilon _{0}\chi _{ij}^{e}E_{i}E_{j}-{\frac {1}{2}}\mu _{0}\chi _{ij}^{v}H_{i}H_{j}\\&\qquad -\alpha _{ij}E_{i}H_{j }-{\frac {1}{2}}\beta _{ijk}E_{i}H_{j}H_{k}-{\frac {1}{2}}\gamma _{ijk}H_{i}E_{j}E_{k}+\ldots \end{aligned}}}$

自由エネルギーを微分すると、電気分極 と磁化が得られます。ここで、および はそれぞれ物質の静的分極、磁化であり、 およびはそれぞれ電気、磁気感受性です。テンソルは線形磁気電気効果を表し、これは磁場によって線形に誘導される電気分極に対応し、逆もまた同様です。係数とを持つ高次の項は二次効果を表します。たとえば、テンソルは線形磁気電気効果を表し、これは今度は電場によって誘導されます。^[12]${\displaystyle P_{i}=-{\frac {\partial F}{\partial E_{i}}}}$ ${\displaystyle M_{i}=-{\frac {1}{\mu _{0}}}{\frac {\partial F}{\partial H_{i}}}}$${\displaystyle P^{s}}$${\displaystyle M^{s}}$${\displaystyle \chi^{e}}$${\displaystyle \chi^{v}}$${\displaystyle \alpha}$${\displaystyle \beta}$${\displaystyle \gamma}$${\displaystyle \gamma}$

上記の展開に現れる可能性のある項は、物質の対称性によって制約されます。最も注目すべきは、テンソルが時間反転対称性の下で反対称でなければならないことです。^[7]したがって、線形磁気電気効果は、時間反転対称性が明示的に破られた場合にのみ発生します。たとえば、レントゲンスの例での明示的な動き、または物質内の固有の磁気秩序によってです。対照的に、テンソルは時間反転対称物質ではゼロにならない場合があります。 ${\displaystyle \alpha}$${\displaystyle \beta}$

物質内で微視的に磁気電気効果が発生する方法はいくつかあります。

結晶では、スピン軌道相互作用が単一イオン磁気結晶異方性の原因であり 、これがスピンの向きの優先軸 (容易軸など) を決定します。外部電場は磁性イオンに見られる局所対称性を変化させ、異方性の強度と容易軸の方向の両方に影響を与える可能性があります。したがって、単一イオン異方性は、外部電場を磁気的に整列した化合物のスピンに結合することができます。

固体中の遷移金属イオンのスピン間の主な相互作用は、通常、対称交換とも呼ばれる超交換によってもたらされる。この相互作用は、磁性イオン間の結合長や磁性イオンと配位子イオン間の結合によって形成される角度など、結晶構造の詳細に依存する。磁性絶縁体では、通常、これが磁気秩序の主なメカニズムであり、軌道占有率と結合角に応じて、強磁性または反強磁性相互作用につながる可能性がある。対称交換の強度はイオンの相対位置に依存するため、スピンの向きを格子構造に結合する。磁気秩序が反転対称性を破ると、スピンが正味の電気双極子による集団歪みに結合する可能性がある。したがって、対称交換は、外部電場を通じて磁気特性を制御するための手段となり得る。^[13]

ひずみを電気分極に結合させる材料（圧電体、電歪体、強誘電体）とひずみを磁化に結合させる材料（磁歪材料/磁気弾性材料/強磁性材料）が存在するため、ひずみが一方から他方に伝達されるようにしっかりと結合したこれらの材料の複合材料を作成することにより、磁気特性と電気特性を間接的に結合させることが可能です。^[14]

薄膜戦略により、磁気弾性および圧電コンポーネントからなるヘテロ構造の機械的チャネルを介して界面マルチフェロイック結合を実現できます。^[15]このタイプのヘテロ構造は、圧電基板上に成長したエピタキシャル磁気弾性薄膜で構成されています。このシステムでは、磁場を印加すると磁気弾性膜の寸法が変化します。このプロセスは磁気ひずみと呼ばれ、磁気弾性膜の残留ひずみ状態が変化し、界面を介して圧電基板に伝達されます。その結果、圧電プロセスによって基板に分極が導入されます。

全体的な効果は、磁場の印加によって強誘電体基板の分極が操作されることであり、これが望ましい磁気電気効果である（逆も可能）。この場合、インターフェースは、あるコンポーネントから別のコンポーネントへの応答を仲介し、磁気電気結合を実現する上で重要な役割を果たします。^[16]効率的な結合には、最適な歪み状態を備えた高品質のインターフェースが望まれます。この関心に鑑みて、これらのタイプの薄膜ヘテロ構造を合成するために、高度な堆積技術が適用されてきました。分子線エピタキシーは、圧電および磁気歪コンポーネントからなる構造を堆積できることが実証されています。研究された材料システムには、コバルトフェライト、マグネタイト、SrTiO3、BaTiO3、PMNTが含まれます。^{[17] [18] [19]}

磁気駆動による強誘電性も、不均一な^[20]磁気電気相互作用によって引き起こされます。この効果は、不均一な秩序パラメータ間の結合によって現れます。これはフレキソ磁気電気効果とも呼ばれます。^[21]通常、これはリフシッツ不変量 (つまり、単一定数結合項) を使用して記述されます。^{[22]立方六}八面体結晶の一般的なケースでは、4 つの現象定数アプローチが正しいことが示されました。 ^[23]フレキソ磁気電気効果は、スパイラルマルチフェロイックス^{[24]または}ドメイン壁^[25]や磁気渦のようなマイクロ磁気構造で現れます。 ^{[26] [27]}

マイクロ磁気構造から発達した強誘電性は、中心対称性を持つ磁性材料でも、あらゆる磁性材料に発現する可能性がある。^[28]磁壁の対称性分類を構築することで、あらゆる磁壁の体積内における電気分極回転のタイプを決定できる。磁壁の既存の対称性分類^[29]は、磁壁の体積内における電気分極の空間分布の予測に応用された。^{[30] [31]ほぼすべての}対称群の予測は、不均一磁化が均一分極と結合する現象論と一致する。電気分極の空間微分を持つエネルギー項を考慮に入れると、対称性と現象論の完全な相乗効果が現れる。 ^[32]

• 圧電性
• マルチフェロイックス
• 交流の交流