Свободная энергия магнитная

Выразим теперь D i через стандартную константу магнитной анизотропии К[, которая определяется обычно выражением для плотности свободной энергии магнитной анизотропии [c.276]

При количественном рассмотрении магнитной анизотропии кристаллов удобно пользоваться константами магнитной анизотропии Кг, Kz,. .. Они определяются с помощью формул, описывающих зависимость свободной энергии магнитной анизотропии от направления вектора намагниченности по отношению к кристаллографическим осям. Общие выражения для в наиболее важных кристаллических системах имеют вид [c.531]

Следует заметить, что свободная энергия магнитной цепочки формально имеет тот же вид, что и для системы независимых. квазичастиц типа фермионов спина 1/2 с законом дисперсии [c.54]

Согласно диамагнитной гипотезе, сверхпроводящие токи всегда связаны с магнитным полем и определяются им. Незатухающий ток, протекающий в кольце, служит примером метастабильного явления. В этом случае магнитное поле, вызывающее ток, само обязано его существованию. Полное распределение тока однозначно определяется величиной обобщенного потока через кольцо. По этой причине метастабильные токи в фазовом пространстве электронов образуют однопараметрическое семейство. Почти все случайные флуктуации скорее увеличивают свободную энергию, чем ее уменьшают. Маловероятно, чтобы точка, представляющая состояние системы в фазовом пространстве, нашла единственный путь, ведущий вниз. Хотя это наиболее естественное объяснение метастабильности незатухающего тока, оно не получило еще надежного количественного подтверждения. [c.701]

Функция F (г) определялась из условия обращения в минимум энергии границы, выражение для которой складывается из (28.8) и (28.9) и члена, представляющего магнитную энергию. За исключением выражения для разности свободных энергий, эта теория подобна более ранней теории Гинзбурга и Ландау и дает близкие результаты. [c.733]

Ограничимся случаем плоской границы и предположим, как мы уже делали в других случаях, что магнитное поле направлено вдоль границы по оси Z. Ось X выберем перпендикулярно границе. Тогда отлична от нуля только г/-компонента векторного потенциала (х) = А (х), и обе неизвестные функции А и W зависят лишь от переменной х. Магнитный момент единицы объема равен (Н — Н )/4т , и выражение для разности свободных энергий, отнесенное к единице площади поверхности границы раздела, сводится к следующему [c.734]

Изучение переходов в тонких пленках или других образцах малых размеров могло бы оказаться хорошей проверкой для теории, использующей концепцию параметра упорядочения, например теории Гортера и Казимира. Если размеры образца достаточно малы, то параметр упорядочения ш не будет меняться вдоль образца, хотя в случае, когда образец помещен в сильное магнитное поле, его величина может заметно отличаться от соответствующего равновесного значения в нулевом поле Полная свободная энергия во внешнем ноле Яд складывается пз свободной энергии в поле, равном нулю, и магнитной энергии [c.742]

Таким образом, деление ферромагнитного кристалла на домены является следствием стремления системы уменьшить свою свободную энергию. Однако это деление не может происходить беспредельно, так как появление границы между доменами, у которых угол 0 между спинами возрастает до 180° (рис. 11.11, а), должно неизбежно привести к увеличению обменной энергии (см. (11.32)). Деление протекает до тех пор, пока уменьшение магнитной энергии, вызванное делением, не компенсируется увеличением обменной энергии границ раздела между доменами. Дальнейшее деление энергетически невыгодно, и этим определяется нижний предел размера доменов. Как показывают расчет и эксперимент, для желе а поперечный размер доменов 0,1 мкм, что меньше обычных размеров зерен поликристаллического железа. [c.296]

Качественный анализ кривой намагничивания. В отсутствие внешнего поля домены ориентируются так, что суммарный магнитный момент ферромагнетика в целом равен нулю (рис. 11.13, г), так как это отвечает минимуму свободной энергии системы. При наложении поля Н ферромагнетик намагничивается, приобретая отличный от нуля магнитный момент. По характеру физических явлений, протекающих в ферромагнетике, процесс намагничивания можно разделить на три стадии. [c.298]

В этом уравнении внутренняя энергия, как характеристическая функция, имеет независимые переменные энтропию, объем и момент поляризации диэлектрика, т. е. U S, V, Энтальпия, свободная энергия, термодинамический потенциал и их дифференциалы могут быть получены из уравнения (17) таким же путем, как и для магнетика во внешнем магнитном поле, когда совершалась работа расширения (сжатия) вещества (пример 2а). [c.94]

Если учитывать только обменное взаимодействие и энергию магнитной анизотропии, то свободная энергия F единицы объёма неоднородно намагниченного ФМ [c.574]

Магнитная анизотропия. Различие магнитных свойств ферромагнетика вдоль неэквивалентных направлений в теле, называемое магнитной анизотропией, наиболее выражено в монокристаллах. iMepoft магнитной анизотропии является работа намагничивания, необходимая для поворота вектора J из положения вдоль оси легкого намагничивания, вдоль которой этот вектор направлен в отсутствие поля, в новое положение — вдоль внешнего поля. Эта работа определяет плотность свободной энергии магнитной анизотропии а, Дж/м , которая следующим образом выражается через углы между вектором намагниченности J и кристаллографическими осями [c.614]

Теория ренормализационной группы позволяет не только определить асимптотическое уравнение состояния, но и получить следующее приближение. Использовав эту теорию, Вег-чер [166] предложил выражение для свободной энергии магнитной системы вблизи точки Кюри. Оно получено в виде ря- а, каждый член которого характеризуется универсальной Функцией масштабной переменной Uh/ Ut и новым независи-критическим показателем Д (показатель Вегиера) [c.109]

Чтобы понять соображения, которые привели к введению гипотезы подобия (или скейлинга), рассмотрим свободную энергию магнитного вещества А (Г, М), которая является четной функцией намагниченности. Если зта фзтасция аналитична, как предположил Ландау, то ее можно разложить в ряд следуюощм образом [c.365]

Зауер и Темперли [225] рассмотрели влияние отличной от нуля температуры, пользуясь приближением Брэгга —Вильямса, т. е. предполагая наличие дальнего порядка. Как и в теориях, основанных на предположении о молекулярном поле (см. п. 55), решетка разделялась на две подрешетки с антинараллельными ориентациями. Кроме того, вводились параметры п г , характеризующие доли диполей с неправильными ориентациями в каждой из подрешеток. Нахождением минимума свободной энергии кристалла рассчитывались равновесные значения / и в зависимости от приложенного магнитного ноля при любой температуре. [c.522]

Применяя термодинамическое рассмотрение, мы будем предполагать, что < вободная энергия ) рассматриваемого образца в отсутствие магнитного поля равна g T,p) в сверхпроводящем состоянии и gn T,p)—в нормальном р— давление, Т — абсолютная температура). Не рассматривая незначительного влияния давления, можно сказать, что при температуре ниже точки перехода величина g. должна быт]> меньше так как в этой области сверхпроводящая фаза стабильна. При внесении образца в магнитное поле его ио.лная свободная энергия будет равна сумме g n работы магнитных сил, т. е. [c.634]

Кривую зависимости критического магнитного поля от температуры можно рассматривать также с точки зрения двухжидкостпой модели. По этой модели свободная энергия сверхпроводящей фазы описывается параметром порядка (см. гл. IX, п. 4), который варьируется с температурой таким образом, чтобы свободная энергия была минимальной. В простейшей модели, предло-жеиной Гортером и Казимиром (см. [53]), [c.637]

Вскоре после того, как промежуточное состояние было изучено экспериментально, Ландау [103] разработал теорию этого состояния, которая предсказывает размеры сверхпроводящих и нормальных областей. Теория основана на представлении о существовании дополнительной свободной энергии границы раздела фаз, которую можно назвать положительной поверхностной энергией. Ф. Лондон [116] (см. такн№ гл. IX, п. 27) показал, что присутствие положительной поверхностной энергии необходимо для обеспечения эффекта Мййспера в макроскопических образцах. Можно показать, что при отсутствии поверхностной энергии (или при отрицательной поверхностной энергии) магнитная свободная энергия сверхпроводящего образца в любом сколь угодно малом поле будет иметь наименьшую величину, если образец разделятся на бесконечно тонкую смесь сверхпроводящих и нормальных слоев. Естественно, что при этих условиях эффект Мейс-иера будет отсутствовать. Поскольку идеальный диамагнетизм является одним из основных свойств сверхпроводника, мы должны предположить существование положительной поверхностной энергии у границы фаз. Такое предположение исключает возможность расслоения образца на тончайшие сверхпроводящие и нормальные области, поскольку подобный процесс привел бы к значительному возрастанию поверхностной свободной энергии. В результате состояние образца, обнаруживающего эффект Мойс-иера, оказывается энергетически значительно более выгодным, чем состояние, при котором образец подразделяется на слон. [c.650]

Пленки п коллоиды. Намаз ниченность пленок в продольном магнитном ноле значительно меньше /Уд/4-it , что объясняется проникновением в них поля. В результате, когда приложенное иоле достигает критической величины Нуф,, отнесенная к единице объема работа магнитных сил оказывается меньшей так что для возникновении фазового перехода в пленке необходимо дальнейшее увеличение поля. Нужно также иметь в виду, что величина —поверхностная свободная энергия границы раздела между сверхпроводящей фазой п вакуумом — может отличаться от поверхностной энергии а границы раздела между нормальной фазой и вакуумом. Учитывая эту разницу поверхностных анергий, можно показать, что критическое ноле h для пленок толщиной 2а > X может быть представлено следующим образом [c.661]

Как показал Лондон ([13], стр. 128), для того чтобы мог иметь место эффект Мейснера, параметр Д должен быть положительным. С другой стороны, полная свободная энергия образца должна, разумеется, уменьшаться при образовании в нем топкого слоя нормальной фазы, параллельного магнитному полю. Рассмотрим, например, пластинку в параллельном ее поверхности ноле. Во внешнем ноле Н магнитная энергия сверхпроводящей фазы возрастает на величину Я /8-тс на единицу объема. Предположим теперь, что образец состоит из ряда нормальных и сверхпроводящих слоев, таких, что толщина сверхпроводящего слоя превосходит глубину иропикновения поля, а толщина нормального слоя мала по сравнению с толщиной сверхпроводящего. Такое расслоение приводит к заметному прониканию поля в пластинку, сопровождающемуся уменьшением ее магнитной энергии на величину порядка но не вызывает большого изменения ее энергии при ноле, равном нулю. Число образовавшихся при этом границ равно по порядку 2Й/Х, где d—толщина пластинки. Слоистая структура в поле будет энергетически выгодна, пока [c.730]

Рассмотрим теперь энергию, приходящуюся на единицу свободной поверхности нормальной и сверхпроводящей фаз, обозначаемую соответственно через а и а . Заметная разница между и имела бы большое влияние на переходы в тонких пленках. Однако эта разность, как показал Пиппард [71], вероятно, мала по сравнению с ХЯкр./8 к- Для тела произвольной формы, находящегося в магнитном поле, разность между его свободной энергией в нормальном и сверхпроводящем состояниях равна (см. п. 2) [c.731]

Полная свободная энергия состоит из следующих основных видов энергий магнитостатической, магнитной анизотропии, магни-тострикции, обменной. [c.87]

Магнитные свойства материалов обусловлены внутренними скрытыми формами движения электрических зарядов, представляющими собой элементарные круговые токи. Такими круговыми токами являются вращение электронов вокруг собственных осей — электронные спины и орбитальное вращение электронов в атомах. Явление ферромагнетизма связано с образованием внутри некоторых материалов ниже определенной температуры (точки Кюри) таких кристаллических структур, при которых в пределах макроскопических областей, называемых магнитными доменами, электронные спины оказываются ориентированными параллельно друг другу и одинаково направленными. Таким образом, характерным для ферромагнитного состояния вещества является наличие в нем самопроизвольной (спонтанной) на.магниченности без приложения внешнего магнитного поля. Однако, хотя в ферромагнетике и образуются самопроизвольно намагниченные области, но направления магнитных моментов отдельных доменов получаются самыми различными, как это вытекает из закона о минимуме свободной энергии системы. Магнитный поток такого тела во внешнем пространстве будет равен нулю. Возможные размеры доменов для некоторых материалов составляют около 0,001—10 мм при толщине пограничных слоев между ними в несколько десятков — сотен атомных расстояний. У особо чистых материалов размеры доменов могут быть и больше. Существование доменов удалось показать экспериментально. При очень медленном перемагничивании ферромагнитного образца в телефоне, соединенном через усилитель с катушкой, охватывающей образец, можно различать отдельные щелчки, связанные непосредственно со скачкообразными изменениями индукции. На полированной поверхности намагничиваемого образца ферромагнетика можно обнаружить появление тип1 чных узоров, образующихся с помощью осаждения тончайшего ферромагнитного порошка на границах от- [c.267]

Вероятно, это понимали и физики времен установления закона сохранения энергии. Так, еще в 1842 г. Уильям Гров одним из первых разделил силы на движение, теплоту, свет, электричество, магнетизм и химическое сродство — силу стремления химических элементов к взаимодействию Г ельмгольц и Гиббс позже показали, что химическое сродство определяется свободной энергией системы, то есть той частью полной энергии ее, которую можно превратить в работу в данных условиях окружающей среды. Майеровы силы — гравитационную, механическую, тепловую, магнитную, электрическую, химическую — Гельмгольц, как мы видели, сгруппировал в напряженные и живые , рассмотрев, кроме перечисленных, еще и упругостную. Ранкин применяет другую терминологию — делит энергию на потенциальную и актуальную и добавляет к видам Гельмгольца лучистую теплоту , свет, статическое электричество . Интересно, что через 100 лет в знаменитых фейнмановских лекциях прибавляется только ядерная энергия и энергия массы ... [c.126]

Конкретный вид распределения (w, ) определяется минимизацией квантовомеханич. ср. энергии магнетика в осн. состоянии при J =0 (или свободной энергии при Гт О) с учётом взаимодействия с внеш. магн. полом, дополнит, условия нормировки т,- = onst и требований магнитной симметрии, магнетика. Влияние размеров и формы реальных образцов с до.менной структурой, а также магп. диполь-диполъного взаимодействия в них проявляется в том, что на поверхности образца возникают размагничивающие поля и изменяются условия устойчивости фаз. [c.690]

Магнитные свойства. Благодаря возможности протекания в сверхпроводнике бездиссипативных сверхпроводящих токов, он при определ. условиях эксперимента проявляет эффект Мейснера, т. е. ведёт себя в присутствии не слишком сильного внеш. магн. поля как идеальный диамагнетик (магн. восприимчивость X = —1/4л). Так, для образца, имеющего форму длинного сплошного цилиндра в однородном внеш. магн. Поле И, приложенном вдоль его оси, намагниченность образца М = —Н/Ая. Выталкивание внеш. магн. поля из объёма сверхпроводника приводит к понижению его свободной энергии. При этом акранарующие сверхпроводящие токи протекают в тонком поверхностной слое б 10" ч- 10" см. Эта величина характеризует и глубину проникновения внеш. магЕ. поля в образец. [c.437]

К проявляющимся в этих веществах конкурирующим взаимодействиям, влияющим на установление разл. видов магн. упорядочения, относятся обменное взаимодействие и косвенное обменное взаимодействие ферро-п антиферромагн. характера зависящее от взаимной ориентации магн. моментов диполь-дипольное взаимодействие, осциллирующее РККИ-обменное взаимодействие. В регулярных кристаллич. структурах такие взаимодействия могут приводить к появлению сложной неколлинеарной магнитной атомной структуры (в т. ч. несоизмеримой). В нерегулярных твердотельных системах (аморфных веществах, неупорядоченных двух-или многокомпонентных сплавах и твёрдых растворах) благодаря конкуренции и хаотич. взаимному расположению магн. а примесных ионов (вызывающих иногда случайное изменение локальной оси маги, анизотропии) возникает фрустрация магн. моментов, приводящая к образованию состояния С. с. В этом случае для расчёта наблюдаемых физ, величин кроме обычного термодвнамич. усреднения по ансамблю систем е Гиббса распределением вероятности (обозначаемого <...)) необходимо дополнит, усреднение (обозначаемое чертой сверху) по всем возможным реализациям хаотич. расположения маги, моментов или набора взаимодействий между ними при этом в качестве ф-цНи распределения обычно выбирается комбинация дельтафункций или Гаусса распределение. Полное (но математически сложное) решение задачи усреднения по случайным конфигурациям для свободной энергии С. с, даёт т. н. метод реплик (от франц. replique — копия, образ). [c.634]

Смотреть страницы где упоминается термин Свободная энергия магнитная : [c.102] [c.411] [c.412] [c.518] [c.522] [c.634] [c.634] [c.635] [c.653] [c.683] [c.683] [c.734] [c.741] [c.742] [c.744] [c.771] [c.31] [c.288] [c.158] [c.243] [c.674] [c.533] [c.655] [c.65]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...