Теплоемкости магнетиков

Это уравнение показывает, насколько изменяется изобарная теплоемкость магнетика под действием магнитного поля. [c.57]

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]

По аналогии с изобарной и изохорной теплоемкостями для магнетиков ВВОДЯТСЯ понятия теплоемкости при постоянной напряженности магнитного поля и теплоемкости при постоянной намагниченности j. Если эти теплоемкости рассматриваются в условиях постоянства давления среды, в которую помещен магнетик, то они обозначаются соответственно с , р и j,,,. При этом [c.53]

По аналогии с теплоемкостями Ср и с для обычных систем и с теплоемкостями с , р и су, р для магнетиков, для диэлектриков вводятся понятия о теплоемкостях диэлектрика при постоянной напряженности электрического поля и при постоянной поляризации Ср. Если эти теплоемкости рассматриваются в условиях постоянства давления среды, в которую помещен диэлектрик, то они обозначаются соответственно Св.р и Ср,р. [c.92]

Это соотношение связывает между собой величины теплоемкостей, Се,р и Ср,р диэлектрика. Нетрудно видеть, что это соотношение аналогично уравнению (3-59) для теплоемкостей Ср и обычных систем и соотношению (3-60) для теплоемкостей оц, р и С/, р магнетиков. [c.92]

В соответствии с (3-56) удельная теплоемкость любого магнетика определяется "как [c.130]

ИЛИ ПОСТОЯННОЙ для газообразных неполярных диэлектриков. Отсюда следует так же, как для газов, стержней и магнетиков, что теплоемкость Ср зависит только от температуры и первое слагаемое в (16.14) есть полный дифференциал. Коэффициент во втором слагаемом для полярных диэлектриков вдали от области насыщения равен [c.83]

В твердых магнетиках во всем температурном интервале, где имеет место упорядочение в системе магнитных моментов ), значительную долю полной теплоемкости составляет вклад, связанный с магнитным порядком. Ниже 0,1 °К упорядочение ядерных моментов также может дать весьма значительный вклад в теплоемкость. [c.212]

В области низких температур согласно III началу термодинамики энтропия магнетика, как его теплоемкость, пропорциональны. С повышением температуры в системе магнитных моментов (имеющих спин s) наступает состояние разупорядоченности по направлениям этих моментов, которое уже практически не изменяется при дальнейшем повышении температуры, и энтропия стремится к своему предельному значению = In 2s + I). [c.173]

Задача 66. Исследовать поведение калорических уравнений состояния магнетика (теплоемкостей Се и См) вблизи границы возникновения спонтанной намагниченности. [c.231]

Обращаясь к магнитному аналогу, представленному на рис. 64-В справа, прежде всего бросается в глаза внешнее сходство изображенных поверхностей. Но есть и существенная разница поверхность су в, V) построена на основании, являющемся проекцией поверхности термодинамических состояний на плоскость в—V), в то время, как в магнитном варианте в основании этой поверхности лежит сама двухфазная область, располагающаяся в плоскости Я = 0. Соблюдая уже декларированную нами выше аналогию V М, Кр М = О, мы должны были бы выбрать в качестве соответствующей калорической характеристики теплоемкость См м=о-Однако само измерение теплоемкости при фиксированном значении М, меньшем его спонтанной, самопроизвольно устанавливающейся при данной в < во величины Ма 0), представляет курьезную задачу, тем более, что в процессе нафевания необходимо фиксировать значение М = О в несуществующей для однофазного магнетика области. На помощь приходит не только предположение о виртуальной двухдоменной структуре состояний вдоль изотермы АВС, но и структура самой изображенной на рис. 64-В поверхности, сохраняющей навязанную антисимметричным уравнением состояния Я = Н в,М) полную симметрию относительно плоскости М = 0. Более того, так как теплоемкость не зависит от направления спонтанной намагниченности МТ и Mi, то для двухфазной смеси ее величина остается одной и той же при любых значениях параметра вдоль всей изотермы АВС. Наконец, воображаемый процесс нафевания магнетика при фиксированном значении М = О в направлении к точке в = во происходит в плоскости Я = О, и поэтому теплоемкость См м=а = См н=й = 1 =0- Но ее величина в соответствии со сказанным выше совпадет со значением теплоемкости в точке А (или точке С), т. е. на фанице исчезновения спонтанной намагниченности, где экспериментальное ее измерение становится вполне реальным (в парамагнитной области все проще при в > во автоматически процесс М = О означает Я = 0). Таким образом, не нарушая по существу общей схемы выявляемой нами формальной аналогии рассматриваемых систем, в данном специальном случае аналогом Су у=у оказывается теплоемкость Ся я=о. измеряемая в точках А, лежащих на границе исчезновения спонтанной намагниченности при Я = О, температурное поведение которой в виде проекции на плоскость М = О изображено на правой части рис. 64-В под закрашенной областью в полной аналогии с фафиком Ск( )к=Кр палевой его части. [c.130]

Задача 18. Определить теплоемкости Сн и Си единицы объема магнетика, считая его магнитную восприимчивость М/Н = х( ) заданной. Показать, что для парамагнетиков Кюри (Р. urie, 1895) х( ) = WO. кюри—Вейсса (Р. Wehs, 1907) х( ) = Ь/(0 - Оо) и антиферромагнетика Нееля (L. Neel. 1932) х( ) = / 0 + о) теплоемкость Си совпадает с теплоемкостью кристаллической решетки. [c.165]

Однако взаимодействие магнитных моментов, хоть и слабое, но имеется, и температура, ниже которой наступает упорядочение спинов антиферромагнитного типа (чередование спинов вверх-вниз), — точка Неёля, — имеет порядок То = 0,97 -10-3 К 0,001 К - тысячной доли градуса. Работая в области Т > То, мы могли бы по аналогии с тем, как это делалось для теплоемкости и намагничения магнетика (см. задачи № 27-28 к гл. 3 данного тома) построить высокотемпературное разложение и для удельной энтропии вида [c.181]

Задача 17. Определить теплоемкости Сн и См единицы объема магнетика, считая его магнитную восприимчивость Л1/Я = х(8) заданной. Показать, что для парамагнетиков Кюри (Р. urie, 1895) % д)=Ь/в, Кюри—Вейсса (Р. Weiss, 1907) х(6) = /(0—Оо) и антиферромагнетика Нееля (L. Neel, [c.187]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...