Области Вейсса

Обезжиривание металлических деталей 477 Области Вейсса 43 Область неустойчивости 30 Облучение вин 525 [c.718]

В парамагнитной области выше температуры Кюри магнитная восприимчивость ферромагнетика подчиняется закону Кюри — Вейсса [c.250]

При температурах ниже точки кипения гелия использование газового термометра для получения термодинамической температуры требует введения чрезмерно больших поправок, что приводит к значительному понижению точности. Наиболее надежным для этой области температур следует считать магнитный метод установления температурной шкалы. Термометрическим веществом в этом случае служат слабые парамагнетики, обычно квасцы. Термометрическим параметром является магнитная восприимчивость. Полученная измерением магнитной восприимчивости магнитная температура переводится в термодинамическую введением соответствующих поправок, связанных в основном с отклонением восприимчивости парамагнетиков от закона Кюри — Вейсса. [c.6]

Для измерения температуры методом магнитной термометрии предпочитают измерять величины, пропорциональные магнитной восприимчивости парамагнитных солей. Для измерений выбирают парамагнитные соли, восприимчивость которых приблизительно подчиняется закону Кюри — Вейсса в нужной области температур. Если обозначить измеряемую восприимчивость соли (на 1 см ) через то [c.245]

Т2 = 0,5° Тд = Тд = 116°, которые измерялись с точностью + 0,5°. Измерение температуры в области 112-118° проводилось с точностью +0,05° относительно температуры Кюри (Т ). Для определения констант закона Кюри-Вейсса в параэлектрической фазе зависимость (Т) измерялась до 400° на частоте 200 Мгц. Скорость изменения температуры выбиралась из условия получения допустимого (<0,05°) градиента температур по высоте образца и в начале каждого цикла соответствовала величине 0,1° в мин. [c.59]

В ферромагнетике при температурах ниже температуры Кюри все спиновые моменты атомов с недостроенными ё- или Г-оболочками (электронными подуровнями) ориентируются параллельно друг другу. В результате этого намагниченность (4.3) макроскопического образца должна быть близка к намагниченности насыщения. Однако опыт обычно показывает размагниченное состояние ферромагнитных тел. При помещении такого образца в магнитное поле результирующий магнитный момент возрастает и В достаточно слабых полях достигает насыщения. Объяснение этому эффекту было дано П. Вейссом, который предположил, что при отсутствии поля кристалл разбивается на магнитные области - домены - размером 10 м (рис. 4.6), где [c.284]

Такое поведение кривых можно объяснить, основываясь на представлении об областях спонтанного намагничения в ферромагнетиках, предложенном Вейссом ). Согласно этому взгляду ферромагнитные вещества содержат большое [c.34]

Объяснение этому дал в свое время еще Вейсс, предположив, что ферромагнитные образцы в магнитном отношении состоят из множества малых областей, названных доменами, в каждой [c.578]

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]

Так как при приближении к точке Кюри со стороны парамагнитной области т > О определенная в пределе Н —у О восприимчивость х при т —> О расходится в соответствии с законом Кюри—Вейсса (при этом намагничение М = хН —> 0), то общий коэффициент при х в последней формуле должен обратиться в ноль. А это означает, что при т — О величина А в) — О, в то время как коэффициент В(в), входящий в комбинации В в)М , может сохранять в точке т = О конечное значение, и мы получаем как бы моральное право использовать самое простое предположение относительно температурной зависимости величин А 9) и В 9) в области т —> 0 [c.134]

Задача 28. Определить в области в о = с1 намагничение изинговского ферромагнетика, помещенного в поле Я, и связать полученный результат с законом Кюри—Вейсса. [c.413]

Последняя формула и есть закон Кюри—Вейсса (см. том 1, задачи 18, 25, 63) в котором нам удалось связать температуру Кюри в(, с постоянной взаимодействия узлов I и числом ближайших соседей во = с1 (естественно, что мы получили обоснование феноменологического закона Кюри—Вейсса лишь в высокотемпературной области). - [c.413]

С молекулярно-кинетической точки зрения явление магнитострикции можно объяснить следующим образом ферромагнетизм обусловлен существованием элементарных магнитных диполей, которые у ферромагнетиков существенно отличаются от диполей неферромагнитных материалов. Как и все металлы, ферромагнетики состоят из малых однородных кристаллов, которые расположены очень плотно и кристаллографические оси которых ориентированы в пространстве беспорядочно. Отдельные кристаллы объединяются далее в так называемые домены (области Вейсса) каждый домен состоит из множества кристаллов и образует элементарный диполь. В каждом домене атомные магнитные моменты ориентированы в одном направлении, совпадающем с так называемым направлением легчайшего намагничивания и соответствующем минимуму потенциальной энергии. Последняя складывается из энергии кристалла и, если в материале имеются упругие напряжения, из энергии этих напряжений. Энергия кристалла минимальна в направлениях его кристаллографических осей в железе эти направления совпадают стремя ребрами куба, в никеле— [c.43]

Спонтанная поляризация сегнетоэлектриков сильно зависит от температуры. С повышением температуры Р уменьшается и при некоторой температуре 7к, называемой сегнетоэлектрической точкой Кюри, обращается в нуль. Таким образом, при 7 >7 к тепловое движение разрушает сегнетоэлектрическое состояние и сегне-тоэлектрик переходит в параэлектрическое состояние. В параэлек-трической области зависимость е от температуры описывается законом Кюри — Вейсса [c.301]

Первое качественное объяснение такого поведения ферромагнетиков было дано в 1910 г. П. Вейссом на основе высказанной им гипотезы о существовании в ферромагнетике областей спонтанной намагниченности — (Зоженое. Теоретическое обоснование гипотезы Вейсса было дано Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшицем. [c.343]

Таким образом, теории, рассматривавгниеся в п. 32, не дают удовлетворительных результатов для области температур вблизи и более низких. Прежде чем обсуждать детали других теорий взаимодействия, рассмотрим вопрос на основе иредставленпя о молекулярном поле Вейсса. [c.518]

Для веществ, в которых носители магнитного момента взаимодействуют между собой и с внутрикристал-лическим полем, температурная зависимость магнитной восприимчивости парамагнетиков следует закону Кюри — Вейсса xv = j(T — 0), где постоянная С во многих случаях практически совпадает с постоянной С в законе Кюри для свободных магнитных ионов данного вида постоянная 0 характеризует взаимодействие магнитных ионов между собой и с внутрикристаллическим полем. Закон Кюри — Вейсса выполняется обычно в определенной области температур. При низких температурах (ниже Г 70 К) наблюдаются отклонения от него, вызванные влиянием неоднородных электрических полей соседних ионов или ориентированных диполей молекул растворителя на орбитальный момент электронов. Закон Кюри — Вейсса выполняется также для ферро- и антиферромагнетиков в некотором интервале температур выше температуры магнитного упорядочения. [c.593]

Спиновая природа ферромагнетизма. Для объяснения ферромагнитных свойств твердых тел русский физик Розинг и французский физик Вейсс высказали предположение, что в ферромагнетиках существует внутреннее молекулярное поле, под действием которого они даже в отсутствие внешнего поля намагничиваются до насыщения. Внешне такая с/гонтанная намагниченность не проявляется потому, что тело разбивается на отдельные микроскопические области, в каждой из которых магнитные моменты атомов расположены параллельно друг другу, а сами же области ориентированы друг относительно друга хаотично, вследствие чего результирующий магнитный момент ферромагнетика в целом оказывается равным нулю. Такие области спонтанной намагниченности получили название доменов. В настоящее время существует ряд экспериментальных методов прямого наблюдения доменов и определения направления их намагниченности. [c.293]

Характер температурной зависимости величины % для ферромагнетиков иллюстрируется рис. 3-2 (на этом графике изображена температурная зависимость магнитной проницаемости л = 1 + 4яу. = 1 -Н (4я"/)/а для железа при Я = 0). Как видно из этого графика, с приближением к точке Кюри при Я F= onst магнитная восприимчивость ферромагнетика возрастает, достигая максимума вблизи точки Кюри, а в непосредственной близости от точки Кюри резко уменьшается — так называемый эффект Гопкинсона (этот эффект наблюдается только в слабых магнитных полях). Появление этого максимума обусловлено значительным уменьшением магнитной анизотропии ферромагнетика вблизи точки Кюри, благодаря чему процесс намагничения ферромагнетика становится более легким , а уменьшение X при дальнейшем приближении к точке Кюри определяется исчезновением спонтанной намагниченности ферромагнетика при Т = в. При Г 0 величина % продолжает уменьшаться с ростом температуры, причем зависимость % от Т в этой области описывается законом Кюри—Вейсса (3-14) 3-3. [c.45]

Соотношения (79.31), (79.32) дают формулировку закона Кюри -Вейсса, согласно которому начальная восприимчивость и индуцированное намагничение обратно пропорциональны величине Г — Гк , следовательно, критические показатели у и у теории Ландау, так же как и в приближении Брэгга - Вильямса и в теории газа Ван-дер-Ва-альса, совпадают и равны единице. При этом восприимчивость и индуцированное намагничение в ферромагнитной области вдвое меньше, чем в парамагнитной, при одинаковых значениях Г — Гк [c.432]

При измерениях магнитной восприн.мчивос ти выбираются соли, и которых в заданной температурной области подчиняется закону Кюри — Вейсса магнитная восприимчивость 1 см данного вещества связана с магнитной температурой Т выражением [c.22]

Обменное взаимодействие между электронами соседних магнитных атомов в ферромагнетиках и ферримагнетиках приводит к тому, что индивидуальные магнитные моменты всех атомов в таком материале принимают определенную ориентацию и материал приобретает спонтанную намагниченность М при отсутствии внешнего поля. На первый взгляд это находится в противоречии с тем фактом, что при нормальных условиях даже ферромагнитные материалы не обнаруживают внешней магнитной поляризации. Этот кажуш,ийся парадокс был разрешен в 1907 г. Вейссом, указавшим, что ферромагнетик всегда разбит на некоторое количество микроскопических областей — доменов. Внутри доменов намаг-виченность равна Ms, но домены ориентированы в различных направлениях таким образом, что во внешнем пространстве их магнитные моменты компенсируются, и тело не обнаруживает внешней намагниченности. Это имеет крайне важное значение для изучения материалов. Действительно, существует ряд методов, позволяющих наблюдать стенки доменов, т. е. области, разделяющие домены с разным направлением намагниченности, причем изучение спонтанной намагниченности Ms может дать интересные сведения о структуре материала. Кроме того, большое значение при исследовании структуры материалов могут иметь положение и плотность расположения стенок доменов, а также их характерные особенности. [c.285]

Согласно исследованиям Номура с сотрудниками [10], ортосиликат кобальта G02SIO4 при 49 + 2°К претерпевает магнитное превращение, когда при понижении температуры от парамагнитного состояния переходит в антиферромагнитное. В области парамагнитного состояния наблюдается строгое подчинение закону Кюри—Вейсса с — 5.09 + 0.6 [ig и 6 = 65+2° К. [c.123]

Ньюпхэм с сотрудниками, производившие определение магнитной восприимчивости N128104, показали, что парамагнитное— антиферромагнитное превращение происходит при 34° К. Выше 60° К (в парамагнитной области) зависимость магнитной восприимчивости от температуры подчиняется закону Кюри—Вейсса [c.125]

Для триглицинсульфата также характерен резкий пик диэлектрической проницаемости в области фазового перехода. Однако в этих кристаллах, как и вообще в кристаллах с упорядочивающимися элементами структуры при переходе, аномалии е (ее рост) имеют только для е, измеренной в направлении спонтанной поляризации (а не в перпендикулярном направлении, как у BaTiOg). Это и понятно, так как в таких кристаллах фазовый переход связан не со смещением частиц в направлении оси спонтанной поляризации, а с упорядочением элементов структуры в перпендикулярном к оси спонтанной поляризации направлении. Поляризация в направлении оси Реп (оси Ь для ТГС и оси а для сегнетовой соли, (рис. 45) оказывается ненасыщенной, что в свою очередь не приводит к столь резкому (как в BaTiOg) снижению е после возникновения в Реп сегнетоэлектрической области. В ТГС выше Г = 49° в сегнетовой соли верхней точки Кюри (-f24°) и ниже нижней (—18°) хорошо выполняется закон Кюри-Вейсса (С = 10 град). [c.94]

Эта величина является характерной константой важнейшего сегне-тоэлектрическогс закона Кюри-Вейсса для аараэдектрической фазы. Именно существование флуктуашонной размытости фазового перехода в области температур ЛТд 20°С приводит к наблюдаемому ниже Т , закону Кюри с константами град, и и соот- [c.77]

До настоящего времени не было опубликовано никаких работ по критическому рассеянию в жидких металлах. Мюнстер и ]Пнее-вейсс [54] исследовали критическую область твердых растворов А1 — Zh и получили значение v i 0,5. Можно предполагать, что этот результат применим и для жидких растворов. [c.260]

Магнитные восприимчивости в областн парамагнетизма были исследованы Вейссом ) и сотрудниками. На рис. 28 (глава I) изображена зависимость 1/ от температуры для железа и никеля. Еслн бы уравнение (143.12) было в точности справедливым, то кривые рис. 28 должны былн быть прямыми на самом деле, они почти прямые. Кроме того, кривая для железа разрывна из-за появления у-фазы. Вейсс и Фукс заметили ), что кривые для кобальта и никеля могут быть хорошо аппроксимированы рядом прямых линий в отдельных областях температур. По этой причине можно было бы притти к заключению, что выше температуры Кюри ферромагнитные материалы обладают несколькими магнитными аллотропическими фазами и что в каждой области температур, в которой данная фаза устойчива, справедлив свой закон Кюри-Вейсса. Более разумным объяснением является предположение, что закон Кюри является грубой аппроксимацией более точного уравнення. Это утверждение получает обоснование в совсем недавних теоретических работах, которые будут изложены ниже. [c.640]

Рпс. 16.2. Температурная зависимость обратной восприимчивости никеля (на 1 г) вблизи точки Кюри (358 °С). Плотность обозначена через р. Пунктирный участок графика есть линейная экстраполяция из области высоких температур. (Из работы Вейсса и Форера [8].) Анализ этой зависимости дан в работе Коувела и Фишера [6].) [c.546]

Для совершенно неупорядоченной цепочки, в которой нельзя полностью исключить вероятность обнаружения бесконечной последовательности атомов только с массой каждая из этих запрещенных зон должна быть в принципе бесконечно узкой. Однако более детальный анализ [7] показывает, что выше каждой исключенной особой частоты лежит некоторая область настоящих уровней, соответствующих связанным примесным модам. Эти моды порождаются островками легких атомов, отделенных друг от друга морем тяжелых атомов. Островок из р легких атомов обладает р различными модами, определяемыми соотношением (8.64). Каждая из них уширяется в узкую зону за счет взаимодействия (через тяжелые атомы) с другими подобными островками в цепочке. Результирующий колебательный спектр системы представляет собой просто сумму всех таких вкладов. Однако так как вероятность обнаружить цепочку с очень длинной непрерывной последовательностью легких атомов очень мала, то наблюдению доступно лишь несколько мод, лежащих непосредственно под особой частотой. Таким образом, плотность состояний в этой точке меняется почти скачком. Эта необычная структура в спектре неупорядоченной цепочки сплава атомов с большой разницей масс была сначала предсказана теоретически Домбом, Марадудиным, Монтрол-лом и Вейссом [8], а затем обнаружена в численных расчетах Дина [9] (рис. 8.7). [c.357]

Таким образом, в рамках рассматриваемой двухпараметрической (заданы только два значения, /3 и 7) феноменологической теории, обобщающей модель Ландау на произвольные значения этих параметров, мы получили, что критическое поведение калорических величин Ся и См (а также и их разности Сц - См) при т — О и Я = О в области т < О характеризуется одним и тем же критическим показателем а = 2 -2/3-7, или, учитывая, что а = 1 -Ь7//3, показателем а = 2-р 6+ 1) — так называемыми равенствами Рашбрука и Гриффитса (С. КизЬЬгооке, 1963 К. СпГ-1965), а в области т > О как и теории Ландау, так и в теории Вейсса эти величины совпадают с теплоемкостью носителя магнитных моментов (например, с теплоемкостью кристаллической решетки) Со в), т.е. в этой области показатель а = 0. [c.138]

В параметрической области т > О все проще так как вдоль критической изохоры М = О в этой области Я = О, потенциал if 0,H M) = S 0), то См1я=о = Ся1я=о = Со(0) (т.е. показатель а = 0), а восприимчивость х определяется обобщенным законом Кюри—Вейсса, х [c.141]

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]

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 ...