ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Термодинамика магнетиков из "Термодинамика, статическая физика и кинетика Изд.2 " Мы будем рассматривать в этом параграфе термодинамические свойства пара- и диамагнетиков, помещенных во внешнее магнитное поле Н. Термодинамика ферромагнетиков оказывается значительно более сложной, благодаря тому что в них происходят фазовые переходы — превращение ферромагнетика в парамагнетик. Мы рассмотрим теорию ферромагнетиков в главе VIII, посвященной статистической теории фазовых переходов ( 78). Так же как и в случае стержней, нам необходимо иметь, во-первых, выражение элементарной работы и, во-вторых, знать уравнение состояния. [c.71] Мы считаем в этом параграфе объем моля магнетика V постоянным, т. е. пренебрегаем явлениями магнитострикции и пьезомагнетизма — они будут кратко рассмотрены в 21. [c.72] Перейдем теперь к обсуждению уравнения состояния/ В, Н,Т) = = О или /(М, Я, Г) = О и начнем с рассмотрения парамагнетиков, т. е. веществ, которые намагничиваются только в присутствии внешнего поля и для которых направление намагничения совпадает с направлением внешнего поля. Мы могли бы построить термодинамику парамагнетиков чисто феноменологическим путем, не прибегая к атомно-молекулярным моделям, взяв из статистической физики только вид уравнения состояния. Мы, однако, предпочтем такому чисто феноменологическому описанию качественное рассмотрение молекулярной модели парамагнетика, так как оно позволяет предвидеть важные свойства уравнения состояния (насыщение или предельное намагничение), не пользуясь его явным видом. [c.73] С молекулярной точки зрения парамагнетик представляет собой вещество, каждая молекула которого имеет магнитный момент. В отсутствие внешнего поля ориентация магнитных моментов отдельных молекул хаотична, и в среднем сумма магнитных моментов равна нулю. Включение магнитного поля с напряженностью Н приводит к преимущественной ориентации магнитных диполей по направлению поля и к возникновению отличного от нуля намагничения М. С ростом напряженности поля Н VI с уменьшением интенсивности теплового движения (с уменьшением Т) степень ориентации элементарных магнитных диполей увеличивается. Имеется эффект насыщения (предельного намагничения) при Я или Т степень ориентации магнитных диполей стремится к единице и М Мо. Каждому фиксированному значению напряженности поля Я и заданной температуре Г соответствует промежуточное значение намагничения между Л/ = О и М = Мо. [c.73] Оказывается возможным провести аналогию между идеальным газом и парамагнетиком. У идеальных газов внутренняя энергия V зависит только от температуры и не зависит от объема Я= Я(Г). [c.73] Наконец, и функция Ланжевена и ее производная Ь (х) монотонны (Ь(х) монотонно возрастает, а Ь (х) монотонно убывает), так что качественно кривая Ланжевена имеет вид, изображенный на рис. 27. [c.74] Отличие в свойствах различных магнетиков (кроме того что для диамагнетиков X т 0) проявляется в характере зависимости х и р от температуры. Для классических ланжевеновских парамагнетиков, как мы видели (формула (15.11), х =А1Т), справедлив закон Кюри и X т обратно пропорциональна температуре. Для разреженных диамагнитных газов восприимчивость при постоянной плотности не зависит от температуры это объясняется тем, что тепловое движение не препятствует и не способствует возникновению индуцированных магнитных моментов. В кристаллических магнетиках характер зависимости X т а р ОТ температуры может быть существенно иным с повышением температуры атомы или молекулы переходят в возбужденные состояния, в которых и постоянные магнитные моменты (парамагнетизм), и индуцированные магнитные моменты (диамагнетизм) могут стать существенно иными, чем в нормальных состояниях. Поэтому температурный ход величин х т р зависит от конкретных свойств вещества, и х т (Г) и р (Т) могут быть и положительными, и отрицательными. [c.75] Так как (дТ I дН)5 0, то адиабатическое выключение поля приводит к охлаждению. В силу того что (дТ1дН)5 Т , этот метод получения низких температур становится особенно эффективным, если исходная температура уже низка. Поэтому вплоть до последних лет метод адиабатического размагничивания является наиболее действенным методом получения сверхнизких температур. Заметим, однако, что замена Ь (МоН I КТ) на Ь (0) становится незаконной при сверхнизких температурах. Более того, при Г 0 производная Ь (МоН / КТ) стремится к нулю, и, следовательно, метод магнитного охлаждения становится неэффективным, равно как и любые другие методы охлаждения, как это следует из принципа Нернста. [c.78] Полезно обратить внимание на некоторую особенность МЯ-плос-кости при описании явлений в парамагнетиках и диамагнетиках. Рассмотрим следующий процесс. Поместим ненамагниченный магнетик в термостат и включим магнитное поле Я. Достигнув точки с намагничением М, поместим магнетик в адиабат и проведем процесс адиабатического размагничивания. Не задаваясь вопросом о том, как выглядят эти процессы на МЯ-плоскости (см. задачу к этому параграфу), заметим, что к концу процесса адиабатического размагничивания мы вернемся в начало координат (Н = 0, М = 0) (рис. 28). [c.78] Обе кривые изображены на рие. 28. [c.79] Указание. Иепользовать уеловие полного дифференциала для dS (М, Т) (формула (15.16)). [c.79] Вернуться к основной статье