Спиновая при высоких температурах

Точная интерпретация приведенной кривой и подобных ей усложняется тем обстоятельством, что форма линии, будучи гауссовой, изменяется до лоренцевой при высоких температурах. Гораздо большая точность может быть достигнута при прямых измерениях методом спинового эхо [76] концепция температурного сужения ширины линии обсуждается в [77]. [c.273]

Вычисления для диссоциированного воздуха. Результаты вычисления коэффициентов переноса для компонентов воздуха и смесей при высокой температуре не будут лучше, чем приближения, сделанные в процессе вычислений. В вычислениях для воздуха при температурах, достаточно высоких для значительной ионизации, сделанные предположения касаются главным образом потенциала межмолекулярных взаимодействий. При комнатной температуре параметры потенциала для химически инертных молекул известны. Возможно, что их некритическое использование при высоких температурах является меньшим риском по сравнению с положением дел для взаимодействий типа радикал — радикал (О—О, N—N). Согласно рис. 10.2 и соображениям п. 10.5, потенциалы межмолекулярных взаимодействий для взаимодействий радикалов с различными спиновыми состояниями, отличными от основного состояния, являются неизвестными. При этих условиях вычисления переносных свойств для высокотемпературного воздуха должны быть тщательно оценены в отношении их возможной точности. [c.403]

Наиболее ранняя попытка количественного описания ферромагнитного перехода была предпринята Вейссом построенная им теория носит название теории молекулярного (или среднего) поля ). Теория молекулярного поля дает чрезвычайно неадекватное описание критической области, не предсказывает существования спиновых волн при низких температурах и даже при высоких температурах правильно воспроизводит только основную поправку к закону Кюри. Тем не менее мы упоминаем о ней здесь по следующим причинам [c.329]

В том же духе можно построить и диаграммные разложения для спиновых корреляционных функций. Например, при высоких температурах можно, исходя из формул (5.63) или (5.128), воспользоваться равенством (5.173), чтобы выразить искомую величину в форме, аналогичной (5.175) и (5.178) [c.231]

При рассмотрении любой такой системы важно проводить четкое различие между беспорядком в состояниях спинов и в размещении их в решетке, а также во взаимодействии между ними. В общем случае мы будем считать, что беспорядок второго типа в системе заморожен и его нельзя изменить. Так, например, в разбавленном ферромагнетике магнитные и немагнитные атомы считаются размещенными по узлам решетки случайным образом и без корреляции так, как если бы сплав, находившийся в совершенно неупорядоченном состоянии при высокой температуре, был в результате быстрого охлаждения переведен в состояние (возможно, метастабильное), в котором все его атомы неподвижны. Иначе говоря, в дальнейшем мы будем считать, что вероятность заполнения спином данного узла остается постоянной, не завися ни от температуры спиновой системы, ни от заполнения других узлов. С другой стороны, функция распределения различных компонент спина по магнитным узлам определяется законами статистической механики и изменяется в зависимости от темпера- [c.540]

Необходимый тепловой контакт между термометром и телом, температуру которого желательно измерить, не обязательно должен быть механическим контактом. Уже отмечалось, что передача излучения от одного тела к другому позволяет осуществить идеально адекватные способы теплового контакта. Кроме того, хороший физический контакт не обязательно подразумевает хороший тепловой контакт. При очень низких температурах возможно существование магнитных спиновых систем, которые составляют единое целое с кристаллической решеткой, но имеют с ней очень плохой тепловой контакт. На этом факте основаны способы достижения предельно низких температур. С другой стороны, при очень высоких температурах (в плазме) распределение энергии между электронами может существенно отличаться от распределения энергии между ионами. Поэтому можно говорить, что электронная температура отличается от ионной температуры . [c.23]

Магнитные свойства. Наибольший интерес представляют магнитные свойства аморфных сплавов переходных (Мп, Fe, Со, Ni,. ..) и редкоземельных (Ей, Gd и т. д.) металлов с другими металлами и металлоидами. При достаточно высоких температурах эти сплавы находятся в парамагнитном состоянии. Температурные зависимости магнитной восприимчивости хорошо описываются законом Кюри — Вейсса. При понижении температуры ниже 9 в них возникает магнитное упорядочение. Магнитное упорядочение аморфных сплавов может быть ферромагнитным, антиферромагнитным, а также ферримагнитным. В ряде случаев наблюдается состояние спинового стекла. Спиновое стекло характеризуется замораживанием спиновых магнитных моментов в случайных направлениях при температуре ниже некоторой характеристической. Заметим, что состояние спинового стекла обнаружено также и в некоторых кристаллах. [c.374]

ГОДНЫМ уже при более высоких температурах — в области ниже характеристической температуры 0, где тепловая энергия не пропорциональна абсолютной температуре. Мы вынуждены поэтому полностью отбросить старое представление о температуре. Не может быть и речи о возбуждении спиновых систем тепловым движением. Мы можем, например, практически полностью изолировать спиновую систему (в случае системы ядерных спинов такую изоляцию можно осуществить при гораздо более высоких температурах, чем указанные на фиг. 2). Если затем сообщить ей непосредственно некоторое количество энергии, то внутри спиновой системы снова установится термодинамическое равновесие, не связанное вовсе с состоянием колебательной системы. [c.286]

Совокупность магнитных моментов магнитных материалов часто называют спиновой системой. Подобно другим статистическим системам спиновые системы стремятся к упорядочению при низкой температуре и к хаосу при высокой. Оставив за рамками изложения случай диамагнетизма, сосредоточим здесь внимание на материалах, молекулы которых имеют постоянные магнитные моменты. В континуальном представлении дискретная система спинов заменяется непрерывным распределением в пространстве плотности спина. Роль электронов, пока затрагивается только магнетизм, доминирующая, поэтому о распределении плотности спина можно говорить как об электронной спиновой системе. [c.41]

Здесь 1р и 1д — два ядерных спина, расположенных относительно электрона в точках Гр и Гд. Умножая (IX.14) на Z(k)Z(k )/( )[1 —f Ef)], интегрируя по и й к и суммируя по всем спиновым состояниям з) и 8 ) при тех же самых упрощающих предположениях, что ив 1, а именно в случае высокой температуры решетки и сферической поверхности Ферми, получаем для полной вероятности выражение [c.336]

При более низких температурах экспериментальное значение второго момента линии согласуется с точностью до экспериментальных ошибок теоретическим значением для жесткой решетки. При увеличений температуры начинается сужение линии, обусловленное движением, и при температуре около 20° С линия становится настолько узкой, что ее действительная ширина маскируется различными приборными эффектами, такими, как неоднородность поля и его модуляция. К счастью, в рассматриваемом случае оказывается возможным провести исследование ширины линии до более высоких температур, используя метод спинового эха [14]. Выше 20° С линия сильно сужается, и из теории, рассмотренной в разделах Б и В настоящей главы, следует, что она имеет форму, очень близкую к лоренцевой. Затухание свободной прецессии в однородном магнитном поле или поведение огибающей эха в неоднородном поле должны быть близкими к экспоненциальному закону с постоянной времени Гг, которая связана с расстоянием ЬН между пиками производной следующим равен- ством [c.423]

При заданной плотности носителей заряда Пе вынужденный процесс начинается только при напряженностях поля Я Ямин(Пе). Причина этого может быть понята из анализа коэффициента усиления. С одной стороны, коэффициент усиления gs пропорционален дифференциальному поперечному сечению для спонтанного рассеяния, заданному уравнением (3.16-73) из него получается, как правило, только слабая зависимость от поля (ср. приведенные выше данные для изменения g-фактора при различных значениях напряженности поля). С другой стороны, коэффициент усиления пропорционален величине, описывающей относительные населенности спиновых уровней. Существующие закономерности схематически показаны на фиг. 47. При слабых полях энергия Ферми так расположена по отношению к энергетическим зонам, что верхний уровень в значительной мере заполнен поэтому лишь относительно малое число электронов может совершать переходы Снизу вверх. Напротив, при более сильных полях верхний уровень преимущественно свободен (при достаточно низких температурах), так что путем переворачивания спина значительная часть электронов может возбуждаться, что приводит к относительно высокому значению коэффициента усиления. Область значений напряженности поля, в которой создаются эти благоприятные условия для вынужденного рассеяния, зависит от плотности носителей заряда. Чем меньше плотность носителей заряда, тем при меньших напряженностях поля создаются благо- [c.399]

Поскольку вероятность перехода, индуцированного радиочастотным полем, равна вероятности обратного перехода, радиочастотное поле стремится уменьшить разность населенностей, существующую при тепловом равновесии. Если р и р- — новые равновесные значения населенностей, установившиеся в результате конкурирующих процессов радиочастотного поглощения и спин-решеточной релаксацией, то спиновая температура Тз (более высокая, чем температура решетки) определяется соотношением [c.134]

Система спинов во вращающейся системе координат после приложения импульса радиочастотного поля уже не находится в тепловом равновесии. Когда спустя время порядка Тч это равновесие достигается, то составляющая намагниченности, перпендикулярная Н , становится равной нулю. Покажем, что в течение этого промежутка времени составляющая вдоль эффективного поля не сохраняет начальную величину М = Mq os , а уменьшается необратимо до меньшей величины (если не выполняется неравенство Нх > ТГ ). До момента включения радиочастотного поля матрицу плотности а спиновой системы, находящейся в равновесии с решеткой при температуре Ты можно записать, опуская нормировочные множители и ограничиваясь разложением больцмановской экспоненты (температура предполагается достаточно высокой) [c.504]

Существуют два типа водородных молекул ортоводород, у которого спины двух протонов параллельны, и параводород, имеющий противоположно направленные, или антипараллель-ные спины. В случае ортоводорода момент ядерного спина имеет значение 1 и может поэтому относительно вектора углового момента всей молекулы принимать любое из трех значений 1, О или —I. В случае параводорода момент ядерного спина равен нулю, и потому только это единственное значение возможно для спина всей молекулы. Параводород соответствует состоянию с самой низкой энергией, его вращательное квантовое число нуль, т. е. наименьщее из всех четных квантовых чисел. Ортоводород характеризуется нечетными квантовыми числами. Поэтому при низких температурах существование параводорода предпочтительнее и, действительно, при понижении температуры доля параводорода растет. При высоких температурах доли орто- и параводорода стремятся к значениям, связанным с относительными вероятностями спиновых состояний, 3 1 соответственно. Примерные соотнощения орто- и параводорода при разных температурах показаны в табл. 4.2177]. [c.152]

Переходные металлы IV группы (Ti, Zr, Hf, а также Th) имеют электронную конфигурацию р — с четырьмя коллективизированными внешними валентными Ps -электронами над остовной р -оболочкой. Плотная гексагональная структура их а-модифика-ций обусловлена сферической симметрией остовов с внешними не-возбужденньши р -оболочками. При высоких температурах вследствие увеличения амплитуды тепловых колебаний происходит возбуждение, спиновое расщепление и перекрывание орби.талей jp - оболочек, приводящее к образованию валентных, а-связей и превращению в ОЦК Р-модификаций. [c.20]

При повышении температуры вследствие возрастания амплитуды антифазных тепловых колебаний в оптической ветви происходит сближение соседних атомов кальция, приводящее к возбуждению и спиновому расщеплению локализованных электронных пар внешних остовных оболочек Зр кальция. Перекрытие шести расщепленных р-орбиталей сквозь шаровые оболочки, образованные коллективизированными 4s валентными электронами, приводит к образованию шести (/Сз = 6) дополнительных двухэлектронных 0-связей вдоль направлений <100> (рис. 30, б). Эти ковалентные связи длиннее (di = а) и слабее, чем металлические связи di = 2г = а]/3/2 = = 0,86 а). Физической причиной появления ОЦК структуры у кальция при высоких температурах оказывается образование ковалентных связей подвалентными электронами остовных Зр -оболочек. [c.65]

Диамагнетизм связан с изменением орбитального движения электро-ньв, которое происходит при помещении атомов в магнитное поле. Следует напомнить, что в замкнутом электрическом контуре магнитное поле индуцирует ток всегда в таком направлении, чтобы противодействовать изменению полного магнитного потока. Таким образом, электрический ток действительно обладает отрицательной восприимчивостью. Этот эффект вызывает диамагнетизм и имеет место также в системе зарядов, описываемой квантовой механикой. С другой стороны, парамагнетизм связан со стремлением постоянных магнитов располагаться в магнитном поле так, чтобы их дипольный момент был параллелен направлению поля. В атомных системах постоянный магнитный момент связан в простейших случаях со спииом электрона. Но может также существовать постоянный момент у незаполненной атомной оболочки, возникающий при комбинации спинового и орбитального моментов. Если система более устойчива, когда атомные диполи параллельны, го такая система при низких температурах будет ферромагнитной. При высоких температурах ферромагнетизм исчезает это явление подобно плавлению твёрдого тела, потому что иеферромагнитное состояние менее упорядоченное и имеет ббльшую итропию, чем ферромагнитное. Силы между упорядоченными магнитными моментами в ферромагнитных веществах не похожи иа магнитные силы между диполями, а, как мы увидим в 143, имеют электростатическое происхождение. [c.605]

Так же как теорию спиновых волн вблизи точки Кюри следовало заменить теорией молекулярного поля, так же н для низких температуп приближение молекулярного поля оказалось слишком грубым. Приближение, вытекающее из (40.8) для низких температур, для насьпцения намагничения дает температурную зависимость М(7)/М(0)=1—(1/5)ехр(—37 /(5+1)Т). Она противоречит экспериментально хорошо подтвержденной температурной зависимости вытекающей из теории спиновых волн. Таким образом, надо различать две области упорядоченного магнетизма, к которым надо подходить различными методами. При слабых отклонениях от основного состояния метод элементарных возбуждений следует предпочесть всем другим приближенным методам. При высоких температурах полезнее пол у классические методы, которые, однако, могут также быть приведены обратно к общей концепции обменного взаимо,демствия. Это не должно означать, что концепция элементарных возбуждений вообще неприменима при высоких температурах. Некоторые стороны поведения ферро- [c.173]

Благодаря существованию этих двух различных модификаций оказывается возможным наблюдать магнитный резонанс в твердом водороде, Действительно, еслж бы при температурах от 1 до 2 К, при которых проводятся эксперименты, было достигнуто тепловое равновесие, то все водородные молекулы были бы практически в наинизшем состоя-цжж 1 — 0, 1 = 0 вследствие малости больцмановских множителей ехр [— ВЗ (/ + 1)/А Г], относящихся к остальным состояниям. Поскольку в состоянии / = О, / = О молекулы не обладают нж спиновым, нж орбитальным магнитжими моментами, резонанс в этом случае ве может наблюдаться. Если газообразный водород, находившийся вначале при высокой температуре в тепловом равновесии, быстро охладить до тем- [c.212]

Мы ожидаем, что при высоких температурах (j j и Х2 малы) ферромагнитная модель Поттса будет неупорядоченной и каждое из q возможных спиновых состояний будет равновероятно, а при низких температурах (aTj и ЛГ2 больше) она будет упорядоченной, причем какое-то одно спиновое состояние будет предпочтительным для всех спинов. Где-то в промежуточной области будет существовать критическая температура при которой только начинает возникать спонтанное нарущение симметрии. Следовательно, на плоскости (лгр л 2) должна существовать линия, разделяющая неупорядоченную и упорядоченную области. Мы ожидаем, что функция ф х , Х2) аналитична на всей плоскости, за исключением, может быть, этой линии. [c.339]

Вследствие более высокой температуры в ударном фронте пересжатой (сильной) детонации по сравнению с детонацией Чепмена — Жуге размер ячеек при потере устойчивости оказывается значительно меньшим, чем в детонации Чепмена — Жуге. Так возникает тонкая структура в пульсирующей детонации. Тонкая структура зарегистрирована теми же авторами и спиновой дето- [c.394]

При тех высоких температурах, которые рассматриваются в этой книге, будет происходить диссоциация молекул и в результате возникает значительная концентрация радикалов ). На больших расстояниях сила взаимодействия радикалов в основном состоит из дисперсионных компонент, которые, как мы видели, изменяются пропорционально Когда два радикала приближаются один к другому, на них по законам квантовой механики накладываются ограничения, которые определяют, будет ли комплекс, образовавшийся в результате столкновения, в состоянии притяжения или отталкивания. В соответствии со спиновой теорией валентности в результате взаимодействия двух радикалов, непарные электроны которых при столкновении переходят парами на орбиты образовавшегося при столкновении комплекса (таким образом, что электронные пары имеют антипараллельные спины), образуется комплекс, находящийся в состоянии притяжения. В самом деле, две такие частицы, имеющие нулевую относительную скорость на больших расстояниях (г оо), будут образовывать устойчивый комплекс, так как описываемый процесс есть процесс образования химических связей. Однако если в результате столкновения некоторые из ранее непарных электронов переходят парами на орбиты образовавшегося в результате столкновения комплекса (с антипараллельными спинами), а некоторые нет, то имеется возможность, что образовавшийся в результате столкновения комплекс не будет находиться в состоянин притяжения. [c.386]

Вторым механизмом является диполь-дипольное спин-спиновое взаимодействие, которое зависит от времени благодаря диффузии атомов лития. Теоретическое изучение упомянутого взаимодействия относительно просто в области высоких температур и малых времен корреляции, т. е. в области, где ширина линии, соответствующая случаю жесткой решетки, значительно больше суженной ширины Асо — АсОдТс. Существуют условия, при которых изложенная в гл. VIII общая теория оказывается применимой,. [c.424]

Конечно, система большого числа магнитных моментов — это статистическая система, а не какие-то санки , но объяснение спинового эха на основе продемонстрированного выше динамического подхода полностью уподобило бы его парадоксу Лошмидта (см. гл. 5, 6-е)). Напомним, что в системе из нейтральных частиц типа газа Лошмидт предложил в момент t = <0 мгновенно поменять скорости всех N частиц газа, v, —> -v,, i = 1,..., JV. Тогда в соответствии с законами механики к моменту t = 2<о система возвратится в свое начальное (при t = 0) состояние, сколь далеким от равновесного оно бы ни было заранее (при t < 0) приготовлено. Так как реально эту операцию переключения скоростей произвести невозможно, то для ее хотя бы мысленной реализации необходимо воспользоваться услугами демона Максвелла. Этот хитрый демон был придуман для того, чтобы путем создания вечного двигателя второго рода опровергнуть П начало термодинамики не совершая физической работы и не потребляя никакой энергии, он способен сортировать частицы равновесного классического газа по скоростям, пропуская через вбвремя открывающуюся дверцу в отдельный контейнер только быстрые. Таким образом, без энергетических затрат возникает подсистема с более высокой температурой, которую уже можно было бы использовать как нагреватель для обычной тепловой машины. [c.398]

Что же мы имеем в случае рассмотренной нами модели распределения дохода в экономической системе Если в контакт вступают две системы при положительной температуре, то перераспределение дохода идет от системы с более высокой температурой к системе с более низкой температурой. Мы видели, что в случае свободной рыночной модели температура равна среднему доходу на одного субъекта деятельности. Перераспределение дохода от более богатой системы к более бедной вполне согласуется с интуицией, т. е. в случае взаимодействия свободных рыночных систем ничего контринтуитивного не происходит. Если взаимодействуют свободная рыночная система и система с ограничением доходов (спиновая модель), при определенных обстоятельствах имеет место контринтуитивный процесс — доход перераспределяется от более бедной системы к более богатой . [c.49]

То, что волны интенсивного тепловыделения при химических реакциях могут распространяться по однородной неподвижной среде в виде пространственных стационарных и нестационарных в большей или меньшей степени упорядоченных структур, известно давно. Первым указанием на нестационарный пространственный характер распространения волны детонации в трубе было обнаружение в 1927 г. явления, названного спиновой детонацией [11]. На фотографиях с разверткой по времени наблюдался колеблюгцийся светягцийся фронт с отходягцими от него сзади полосами. Объяснение этого явления состоит в том, что в волне имеется область с более высокой, чем средняя, температурой и, следовательно, с большей светимостью, причем по мере распространения фронта эта область врагцается вокруг оси трубы. [c.132]

Говоря современным языком, шероховатость играет для воспламенения ту же роль, что и газодинамические неоднородности при пульсирующей и спиновой детонациях. К. И. Щелкин (1949) показал, что спиновая детонация, переходя в шероховатую трубу с малым шагом спирали, теряет характерную спиновую структуру. Помещая в трубу спирали с разным, но достаточно большим шагом, можно произвольно изменять частоту спина, вызывать характерную для него волнистость фронта и полосатую структуру послесвечения, теперь уже связанные с шагом спирали. Эти явления в шероховатой трубе возникают в результате движения по спирали искусственной зоны воспламенения, возникающей в результате столкновения ударной волны со спиральной шероховатостью. Так удается имитировать естественную газодинамическую конфигурацию, служащую источником воспламенения газа в спиновой детонации. В шероховатой трубе этот источник значительно стабильнее, чем в спиновой и пульсирующей детонации, поскольку его суп1 егствование связано с температурой в отраженной волне, значительно более высокой по сравнению с температурой в прямой волне, которая определяет масштаб и существование неоднородностей при спиновой и пульсирующей детонации. [c.397]

Для наглядного описания эффекта насыщения часто используется понятие спиновой температуры, отличной от температуры решетки. Можно провести аналогию между находящейся в сильном магнитном поле и связанной с решеткой системой ядерных спинов, подверженной действию радиочастотного поля, которое индуцирует переходы мажду зеемановскими уровнями, и находящимся в термостате проводником, по которому протекает электрический ток. Установление равновесной температуры в проводнике, большей температуры термостата, определяется балансом двух противоположных процессов выделением тепла при прохождении электрического тока через проводник и теплопередачей от проводника к термостату. Аналогично тепло, рассеянное в системе спинов (проводник) радиочастотным полем (электрический ток), передается решетке (термостат) через механизм спин-решеточной релаксации. Из этой аналогии естественным образом вытекает понятие спиновой температуры, более высокой, чем температура решетки. [c.134]

Таким образом, система, находящаяся в равновесном состоянии, никогда не может иметь отрицательной температуры. Однако се можно создать в некоторых неравновесных процессах. Предположим, что спины ориентированы магнитным полем, а затем направление поля быстро меняется. Если спины не усповают следовать за изменением магнитного поля, то при новом направлении поля число спинов на более высоких зеемановских уровнях будет больше, чем число спинов на более низких уровнях. Если это распределение является каноническим, то температура должна быть отрицательной. Следовательно, изменение направления магнитного поля переводит спиновую систему в состояние с отрицательной температурой. Другим степеням свободы системы должна соответствовать прежняя положительная температура. Если спиновая система не взаимодействует с другими степенями свободы, то она останется в состоянии с отрицательной температурой. В действительности между ними всегда существует некоторое взаимодействие, в результате чего спиновая система переходит в новое равновесное состояние, а температура в конце концов принимает положительное значение. Более удобно температуру характеризовать обратной величиной ЦТ. Тогда при непрерывном возрастании обратных отрицательных температур они переходят в положительные тем- [c.166]

Измерительный ток равен 1 мкА б — гетероструктура GaAs - Al Ga с плотностью электронов 5 X 10 см . Показаны зависимости и Pjj от Я при температуре 0,35 К (из работы [128]). Последовательные пики в более высоких полях соответствуют противоположным направлениям спина, но с уменьшением поля спиновое расщепление убывает и становится пренебрежимо малым при поле менее ЗОкГс. Исчезновение сопротивления и плоские участки объясняются так же, как в случае а. Заметим, что для pjj чувствительность уменьшена вдвое в полях выше 100 кГс, так что высота самого высокого пика Pjj составляет около 8800 Ом. Измерительный ток равен 20 мкА. Эти графики были любезно предоставлены д-ром Вакабаяси и проф. фон Клитцингом однако они соответствуют экспериментальным условиям, несколько отличным от описанных в опубликованных работах. [c.201]

Сведения о размытии фаз при еще ббльших пол51х можно получить, исследуя форму линии последней из осцилляций (рис. 8.9). В этом случае оказывается более удобным, не проводя гармонический анализ, прямо проследить, как сглаживается идеальная линия при Г = О вследствие влияния конечной температуры и размытия фаз (обусловленного либо рассеянием электронов, либо неоднородностью образца). Экспериментальная кривая имеет сложную форму за счет присутствия осцилляций более высокой частоты (обязанных дыркам и третьему электронному эллипсоиду), а также за счет спинового расщепления. Некоторое представление об идеальной форме [c.485]

Для Ф. п. II рода характерно отсутствие скачков плотности в-ва, концентрации компонентов, теплоты перехода. Но точно такая же картина наблюдается и в критич. точке на кривой Ф. п. I рода (см. Критические явления). Сходство оказывается очень глубоким. Ок. критич. точки состояние в-ва можно характеризовать величиной, играющей роль параметра порядка. Напр., в случае критич. точки на кривой равновесия жидкость—пар — это отклонение плотности от ср. значения. При движении по критич. изохоре со стороны высоких темп-р газ однороден, и отклонение плотности от среднего значения равно нулю. Ниже критической температуры в-во расслаивается на две фазы, в каждой из к-рых отклонение плотности от критической не равно нулю. Поскольку вблизи точки Ф. п. II рода фазы мало отличаются друг от друга, возмояшо образование зародышей большого размера одной фазы в другой фазе [флуктуация), точно так же, как вблизи критич. точки. С этим связаны многие критич. явления при Ф. п. II рода бесконечный рост магнитной восприимчивости ферромагнетиков и диэлектрической во с приимчивос ти сегнетоэлектриков (аналогом явл. рост сжимаемости вблизи критич. точки жидкость—пар), бесконечный рост теплоёмкости, аномальное рассеяние эл.-магн. волн [световых в системе жидкость—пар (см. Опалесценция критическая), рентгеновских в ТВ. телах], нейтронов в ферромагнетиках. Существенно меняются и динамич. явления, что связано с очень медленным рассасыванием образовавшихся флуктуаций. Напр., вблизи критич. точки жидкость—пар сужается линия рэлеевского рассеяния света, вблизи Кюри точки ферромагнетиков и Нееля точки антиферромагнетиков замедляется спиновая диффузия (происходящее по законам диффузии распространение избыточной намагниченности) и т. д. Ср. размер флуктуаций (радиус корреляций) Я растёт по мере приближения к точке Ф. п. II рода и становится в этой точке бесконечно большим. [c.801]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...