Спонтанная намагниченность в теории молекулярного поля

Покажите, что при Т, лежащих значительно ниже Т , теория молекулярного поля приводит к значениям спонтанной намагниченности ферромагнетика, отличающимся от намагниченности насыщения на величину, экспоненциально зависящую от —ИТ. [c.338]

Выражение (34.20) представляет собой характерный результат теории молекулярного поля [например, согласно предсказаниям теории молекулярного поля, спонтанная намагниченность обращается в нуль по закону (Гд — см. гл. 33, задача 6]. Известно, что в ферромагнетиках теория молекулярного поля оказывается несправедливой при температурах, достаточно близких к критической. По-видимому, она несправедлива также и в сверхпроводнике достаточно близко от Т , однако имеются соображения, говорящие в пользу того, что область, внутри которой несправедлива теория молекулярного поля, чрезвычайно узка [обычно (Гд — Г)/ГдГ 10- ]. Сверхпроводники представляй собой редкий пример системы, где фазовый переход хорошо описывается теорией молекулярного поля достаточно близко к критической точке. [c.359]

Недавние измерения магнетизма поверхности Ni(OOl) с помощью спин-поляризованного электронного рассеяния показали, что температура Кюри на поверхности и внутри массивного кристалла одинакова в пределах 4 К [1078]. Согласно теории спонтанной намагниченности малых частиц, развитой в приближении молекулярного поля [1079], а также наиболее достоверным экспериментальным результатам (см. обзор [8]) температура Кюри малых, ферромагнитных частиц не отличается от таковой для массивного металла при уменьшении их размера по крайней мере до 20 А. [c.323]

Концепция магнонов как коллективных возбуждений без взаимодействия, конечно, только тогда применима к проблеме ферромагнетизма, когда намагничение слабо отличается от насыщения. Однако это не единственная интересная область. Заслуживает особого внимания как раз область вблизи температуры Кюри, выше которой исчезает спонтанное намагничивание. Поэтому в качестве дополнения к теории спиновых волн мы в этом параграфе покажем, что поведение ферромагнетика в этой области температур также может быть объяснено исходя из концепции обменного взаимодействия. Используемое для этого приближение называется приближением молекулярного поля. [c.170]

Теория молекулярного поля П 329—333 вблизи критической точки П 338 восприимчивость П 332, 338 закон Кюри — Вейсса критика ее II329 низкотемпературная спонтанная намагниченность П 332 определение спонтанной намагниченности П 330, 331 применимость в случае сверхпроводящего перехода II359 (с), 360 (с) сравнение критической температуры, полученной в ее рамках, с точным значением П 331 Теория упругости П 71—75 [c.444]

При Т, незначительно меньших Тиз уравнения (33.60) следует, что спонтанная намагниченность меняется как Т — Ту/ независимо от размерности решетки (см. задачу 6). Этот вывод находится в резком противоречии с известным результатом, заключаюш,емся в том, что М (Т — Т) , где = /g для двумерной модели Изинга, а для большинства реальных и модельных систем в трехмерном случае V3. Отметим, однако, что и здесь согласие с результатами теории молекулярного поля улучшается с ростом размерности ). [c.332]

Bo-первых, если первоначальный вариант теории вырос, исходя из вполне определенных физических представлений о возникновении в ферромагнетике ниже точки Кюри эффективного молекулярного поля (см. том 2, гл. 3), составляющих основу полуфеноменологической теории Вейсса, то произведенное нами дальнейшее обобщение этой теории представляется откровенно формальным. На феноменологическом уровне можно предложить и другие более или менее удачные варианты видоизменения первоначального уравнения состояния Я = Н в, М). Поэтому гипотеза Видома, включающая два момента, — предположение о структуре этого уравнения состояния, Я = МФ(т, М / ) = МХ Ф(Хт, , и предположение о полном подобии всех фазовых переходов Л-типа и критических явлений, — оказались столь привле-, кательной именно потому, что она в едином своем акте позволила полностью снять проблему произвола в выборе конкретной модели магнетика. При этом мы молчаливо полагаем, что функция двух аргументов Ф такова, что поверхность термодинамических состояний Я = Н 0, М) (см. рис. 64-А) как бы натянутая на кривую спонтанной намагниченности М = Мо 0), лежащую в плоскости Я = О, вне области критической точки т = О, М = О не имеет более никаких аналитических особенностей. [c.142]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...