Ферромагнетик теплоемкость

Говоря о теплоемкости магнетиков, следует упомянуть о том, что у ферромагнетиков теплоемкость подобно ряду других термодинамических величин резко возрастает с приближением и точке Кюри (см. рис. 3-6, на котором изображена температурная [c.58]

Поведение аналогичных характеристик различных систем описывается одноименными критическими показателями, хотя по значению они отличаются для разных систем. Так, поведение теплоемкости при постоянной термодинамической силе (теплоемкость жидкости при постоянном давлении Ср, теплоемкость ферромагнетика в постоянном магнитном поле Сн и др.) при Т<Ткр описывается асимптотическим законом [c.176]

Рассмотрим результаты экспериментальных исследований фазовых переходов второго рода. На рис. 3.29, 3.30 представлены экспериментальные данные теплоемкости Ср некоторых ферромагнетиков (Со, Fe) Б области точки Кюри. Для того чтобы зафиксировать значение теплоемкости в непосредственной близости к точке перехода внутри узкой флуктуационной области, необходимо проводить измерения с очень малым температурным шагом. Во многих случаях это условие очень трудно выполнить. Поэтому результаты измерений являются достоверными только на некотором удалении (доли градуса) от точки перехода. При анализе экспериментальных данных обращают на себя внимание два обстоятельства. Во-первых, скачки теплоемкости не выражены резко, поэтому изменение Ср имеет квазинепрерывный характер при прохождении точки фазового превращения. Во-вторых, обнаруживается сходство кривых, выражающих температурную зависимость Ср при фазовых переходах второго и первого рода (во всяком случае для области перехода от низкотемпературной к высокотемпературной фазе.) Это сходство особенно наглядно проявляется, если рассматривать не самую величину теплоемкости, а ее прирост в области фазового пс-ре.хода. В полулогарифмических координатах In Т Аср, [/Т экспериментально определенные точки в области фазовых переходов как второго, так и первого рода при Т Т образуют прямую линию. Причем тангенс угла наклона этой прямой практически равен —Elk, где Е — энергия образования вакансий. Таким образом, в реальном кристалле [c.256]

За исключением тех уже упоминавшихся твердых тел, в которых происходят фазовые превращения — переход из одной кристаллической модификации в другую, из ферромагнетика в парамагнетик, из сверхпроводника в обычный проводник и т. д. При приближении к точкам фазовых переходов теплоемкость и температурный коэффициент линейного расширения (резко возрастают. [c.157]

Рис. 16.26. Температурная зависимость магнитной восприимчивости %. В ферромагнетиках в интервале температур О < Т < Тс зависимость х(Л носит сложный характер. В антиферромагнетиках ниже температуры Нееля спины ориентированы антипараллельно. Восприимчивость достигает максимума при Т = Ты, где на кривой % Т) наблюдается хорошо выраженный излом. Точка фазового перехода может быть зарегистрирована также по максимуму теплоемкости и коэффициента теплового расширения.

Используя результат задачи 12.4, найти параметрическое выражение для теплоемкости изинговского ферромагнетика в приближении молекулярного поля. [c.353]

При высоких температурах по разным соображениям необходимы поправки к обоим законам — и для теплоемкости, и для намагничения. Прежде всего применимость ограничивается магнон-магнонным взаимодействием и заменой выражения (38.17) изотропным законом Мы здесь ие будем переходить к лучшим приближениям, так как концепция элементарных возбуждений в основном справедлива только до тех пор, пока можно пренебрегать взаимодействиями этих возбуждении между собой. К области температур вблизи точки Кюри для ферромагнетиков мы обратимся позднее. [c.166]

Удельная теплоемкость вдоль кривой давления насыщенного пара логарифмически расходится в точке Я-перехода при приближении к ней с обеих сторон [44], как показано на фиг. 124. Скрытой теплоты перехода не существует. Название Я-переход связано именно с формой кривой теплоемкости вблизи Т . Форма кривой сходна с формой аналогичных кривых в ферромагнетиках вблизи точки Кюри и в бинарных сплавах вблизи точки перехода порядок — беспорядок. [c.415]

Рис. 64-В. Поведение калорических уравнений состояний внутри и на границах двухфазных областей системы газ—жидкость и ферромагнетика. Пунктиром изображена возможность фазового перехода 2-го рода с конечным скачком теплоемкости в точке

Задача 64. Считая, что в ферромагнетике вблизи точки в = во исчезновения спонтанной намагниченности теплоемкость Ся т ", намагничение М л восприимчивость дМ/дН)в - X где г = ( 0 - o)/oo < О и г < 1, а > О, /3 > О, 7 > О, установить неравенство, связывающее, эти критические показатели. [c.229]

Задача 27. Рассчитать первые члены низкотемпературного и высокотемпературного (в масштабе = с/, где с — число ближайших соседей у узла решетки) разложений теплоемкости изинговского ферромагнетика, полагая для простоты Л = 0. [c.412]

В приближении молекулярного поля вычислить теплоемкость изинговского ферромагнетика. Исследовать ее поведение вблизи точки Кюри и при достаточно низких температурах Т <С Тс. Чему равна разность энтропий AS = S (Т) — S (0) (Г> Гс) [c.346]

Рнс. 138- Температурная зависимость теплоемкости ферромагнетиков вблизи точки Кюри. [c.248]

Условию Эренфеста удовлетворяют все фазовые переходы первого рода, а также фазовый переход второго рода в сверхпроводниках. Другие фазовые переходы, не удовлетворяют этому ус.аовию это связано с тем, что для некоторых из этих переходов (в частности для фазового перехода в ферромагнетиках в точке Кюри, фазового перехода, связанного с упорядочением в бинарных сплавах, Л-перехода в жидком гелии) теплоемкость, а следовательно, и вторая производная в точке фазового [c.138]

В третьей главе речь идет об особенностях структуры и свойств изолированных наночастиц и нанопорогаков. Кратко рассмотрен традиционный вопрос об особенностях плавления наночастиц. Основное внимание уделено размерным эффектам, наблюдаемым на таких фундаментальных характеристиках твердого тела как параметры кристаллической регаетки, распределение собственных колебаний атомов и теплоемкость. Представляет интерес раздел о магнитных свойствах наночастиц и, в частности, о сунернарамагнетизме наночастиц ферромагнетиков. [c.7]

Известно много фазовых переходов первого рода, например переход жидкость — пар в чистом веществе, за исключением критической точки, когда теплоемкость Ср становится бесконечной (см. фиг. 53а). Что касается фазовых переходов второго рода, то известно лишь небольшое число примеров, причем имеются определенные отклонения от схемы Эрепфеста. Рассмотрим, например, случай перехода из сверхпроводящего в нормальное состояние этот переход описывается кривой равновесия в плоскости переменных II — Т (Я — магнитное поле). Скрытая теплота перехода равна нулю только в точке Н = О кривой равновесия, когда теплоемкость Сц (= Су) испытывает скачок. Как показал Опсагер [4], для двумерного изинговского ферромагнетика при Н = О теплоемкость С и (=Су) логарифмически расходится в точке перехода и непрерывна везде вне ее. Тисса [5, 6] указал, что разложение в ряд Тейлора невозможно, поскольку коэффициенты при производных от ц второго и более высоких порядков для одной илп обеих фаз могут обращаться в бесконечность. Таким образом, первоначальная классификация Эренфеста является в значительной мере неполной. [c.205]

Теплоемкость системы магнонов. Используя приближенный диспер-сконный 5акон со = Ак , найти главный член в выражении для теплоемкости трехмерного ферромагнетика при низких температурах (квТ /), Результат (теплоемкость иа единицу объема) должен иметь вид [c.590]

Теплоемкость и намагничение теперь могут быть вычислены аналогично ферромагнетику. Также может быть сформулирована теория ферримагнитных магнонов. Мы ограничимся тем, что приведем дисперсионное соотношение для простейшего случая, при котором в рассмотренном выше aнтифeppo aгнeтикe спины подрешеток имели разные значения (5дТ 5ь). Пренебрежем опять полем анизотропии, тогда получим [c.169]

Заметим также, что в случае М ормального ферромагнетика (см. 6, п.а)), для которого Сн > Св > См > О, критическое поведение теплоемкости Сд мажорирует поведение теплоемкостей Св и См их асимптотическое при г -+ О поведение характеризуется либо тем же критическим индексом а (тогда разница межау теплоемкостями скажется лииц> в коэффициентах при т , как это мы видели в 6, п. к) для обобщенной модели Ландау), либо их асимптотика более слабая, не конкурирующая сосновной асимптотикой Сц (т.е. при г -+ О Св/Сн С /Ся 0), и поэтому и в этом случае поведение разностей теплоемкостей g- Св и Ся - См также характеризуются критическим показателем а. [c.230]

Решение. Проблема сопоставления теплоемкостей Сц и См обсуждалась в 6 п. к) и задачах 64 и 65. Более того, аналогичная проблема подробно рассматривалась в задаче 52 по отношению к газу Ван-дер-Ваальса, т.е. к систе.ме. в смысле критического поведения подобной модели ферромагнетика Вейсса, где было выярненр, что при входе в двухфазную область (при в < во) теплоемкость су, задаваемая как кадорнческое уравнение состояния совместно с уравнением Ван-дер-Ваальса при переходе на горизонтальный участок дву.хфазной изотермы испытывает положительный скачок (см. рис. 64-В) за счет появления второй фазы и включения в энергетический баланс скрытой теплоты фазового перехода. [c.231]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...