Магнитные фазовые переходы

В отсутствии магнитного поля I = Is. Из (16) и (17) имеем

I = - (αТc / β) (Т –Т) (18)

При достижении температуры Т = Т намагниченность Is = 0 и, следовательно, α = 0. Таким образом, равенство α = 0 может быть использовано для определения температуры Кюри. Последнее уравнение можно записать в виде:

Is = A (Т –Т png">)1/2 (19)

где

А = (αТс /b)1/2

При Т = Т, т.е. a = 0, из (16) имеем:

I = ВН 1/3 (20)

где В = (1/b)1/3. Присоединяя сюда соотношение

χ = С (Т – Т)-1 (21)

(закон Кюри – Вейсса, который справедлив при Т ≥ Т), мы получаем три уравнения для описания магнитного перехода в окрестности точки Кюри.

Однако эти уравнения весьма приближенны, особенно в узкой окрестности точки Кюри, т.е. в области |τ| =(Т – Т) / Т ≤ 10-4. В этой области возникают так называемые флуктуации магнитного порядка – критическое состояние вещества. Влияние этих флуктуаций в самой точке Т приводит к корреляции спинов, что должно быть учтено с помощью введения новых показателей, степеней в систему уравнений (19) – (21), а именно:

I = A (Т –Т)b, I = ВН 1/d, χ =С(Т –Т) (22)

где b, d и g - так называемые критические индексы магнитного перехода. Все термодинамические функции вблизи перехода испытывают резкие изменения (сингулярности), и поэтому эти индексы должны быть более высокими, чем дает термодинамика Ландау.

Априори можно утверждать, что между критическими индексами должна существовать количественная связь, так как все процессы, протекающие в критической области, взаимосвязаны. Оказывается, связь между ними довольно проста (закон подобия):

g = b (d - 1) (23)

Измерениями для Ni и некоторых ферритов установлено, что g = 1,3; b = 0,38; d = 4,42. Подставляя эти значения в закон подобия, можно убедиться, что этот закон удовлетворяется.

Отметим, что уравнение I = ВН 1/d является аналогом уравнения состояния жидкости:

r - rкр = а (Р – Ркр)1/d

где r - плотность, Р – давление; вблизи точки перехода (критической точки) r = rкр, Р = Ркр. Измерения показали, что вблизи критической точки (Т = Ткр) критический индекс d для системы жидкость – газ равен 4,2; т.е. приблизительно такой, как и для системы ферромагнетик – парамагнетик. Из этого следует, что результаты по изучению механизма фазовых переходов в магнитных веществах можно переносить на более сложные переходы, происходящие в твердых и жидких телах. Поэтому физики проявляют такой большой интерес к исследованию магнитных фазовых переходов.

Исследованиями установлено, что в небольшом числе магнитоупорядоченных веществ в точке Кюри происходит переход 1-го рода. В этом случае температурный ход самопроизвольной намагниченности, в отличие от перехода 2-го рода, при приближении к T обрывается скачком (рисунок 13, а). Такой переход был обнаружен в сплаве MnAs и некоторых других.

Помимо переходов типа порядок – беспорядок в магнитоупорядоченных веществах могут быть магнитные переходы типа порядок – порядок (например, ферромагнетизм – антиферромагнетизм). Эти переходы могут возникать самопроизвольно при достижении определенной критической температуры или под действием внешнего магнитного поля при достижении критического поля. В зависимости от «резкости» перехода они могут быть переходами 1-го или 2-го рода.

Для веществ, обладающих такими переходами, строят так называемые магнитные фазовые диаграммы. При достижении определенной температуры и магнитного поля в веществе может проявляться магнитная тройная точка (трикритическая точка) Т., в которой сосуществуют три состояния вещества: антиферромагнитное, метамагнитное (неустойчивое ферромагнитное состояние) и парамагнитное. Выше тройной точки в магнитном поле при повышении Т наблюдаются переходы: антиферромагнетизм – метамагнетизм - парамагнетизм.

В последние годы исследованы так называемые магнитоориентационные переходы, при которых скачком или плавно (переходы 1-го или 2-го рода) изменяется направление вектора самопроизвольной намагниченности Is по отношению к осям кристалла. Эти переходы особенно распространены в редкоземельных магнитоупорядоченных веществах [1, с.52-55].