Цель работы : определить температуру Нееля для ферримагнетика (ферритового стержня)

Краткие теоретические сведения

Всякое вещество является магнетиком, т.е. способно под воздействием на него магнитного поля приобретать магнитный момент. Таким образом вещество создает магнитное поле , которое накладывается на внешнее поле . Оба поля в сумме дают результирующее поле:

Намагничивание магнетика характеризуют магнитным моментом единицы объема. Эту величину называют вектором намагничивания

где - магнитный момент отдельной молекулы.

Вектор намагничивания связан с напряженностью магнитного поля следующим соотношением:

где c - характерная для данного вещества величина, называемая магнитной восприимчивостью.

Вектор магнитной индукции связан с напряженностью магнитного поля:

Безразмерная величина называется относительной магнитной проницаемостью.

Все вещества по магнитным свойствам могут быть разделены на три класса:

1) парамагнетики m > 1 в которых намагниченность увеличивает суммарное поле

2) диамагнетики m < 1 в которых намагниченность вещества уменьшает суммарное поле

3) ферромагнетики m >> 1 намагниченность увеличивает суммарное магнитное поле.

Вещество является ферромагнетиком, если оно обладает самопроизвольным магнитным моментом даже в отсутствие внешнего магнитного поля. Намагниченность насыщения ферромагнетика I S определяется как самопроизвольный магнитный момент единицы объема вещества.

Ферромагнетизм наблюдается у 3d -металлов (Fe , Ni , Co ) и 4f металлов ( Gd , Tb , Er , Dy , Ho , Tm ) , кроме того имеется огромное количество ферромагнитных сплавов. Интересно отметить, что ферромагнетизмом обладают только 9 перечисленных выше чистых металлов. Все они имеют недостроенные d - или f - оболочки.

Ферромагнитные свойства вещества объясняются тем, что между атомами этого вещества существует особое взаимодействие, не имеющее места в диа- и парамагнетиках, приводящее к тому, что ионные или атомные магнитные моменты соседних атомов ориентируются в одном направлении. Физическая природа этого особого взаимодействия, получившего название обменного, была установлена Я.И. Френкелем и В. Гейзенбергом в 30-х годах XX века на основе квантовой механики. Исследование взаимодействия двух атомов с точки зрения квантовой механики показывает, что энергия взаимодействия атомов i и j , имеющих спиновые моменты S i и S j , содержит член, обусловленный обменным взаимодействием:

где J – обменный интеграл, наличие которого связано с перекрытием электронных оболочек атомов i и j . Значение обменного интеграла сильно зависит от межатомного расстояния в кристалле (периода кристаллической решетки). У ферромагнетиков J >0, в случае, если J<0 вещество является антиферромагнетиком, а при J =0 – парамагнетиком. Обменная энергия не имеет классического аналога, хотя и имеет электростатическое происхождение. Она характеризует различие в энергии кулоновского взаимодействия системы в случаях, когда спины параллельны и когда они антипараллельны. Это является следствием принципа Паули. В квантово-механической системе изменение относительной ориентации двух спинов должно сопровождаться изменением пространственного распределения заряда в области перекрытия. При температуре Т =0 К спины всех атомов должны быть ориентированы одинаково, при повышении температуры упорядоченность в ориентации спинов уменьшается. Существует критическая температура, называема температурой (точкой) Кюри Т С , при которой исчезает корреляция в ориентациях отдельных спинов, - вещество из ферромагнетика становится парамагнетиком. Можно выделить три условия благоприятствующие возникновению ферромагнетизма

1) наличие у атомов вещества значительных собственных магнитных моментов (это возможно только в атомах с недостроенными d - или f - оболочками);

2) обменный интеграл для данного кристалла должен быть положительным;

3) плотность состояний в d - и f - зонах должна быть велика.

Магнитная восприимчивость ферромагнетика подчиняется закону Кюри-Вейсса :

, С – постоянная Кюри.

Ферромагнетизм тел, состоящих из большого числа атомов, обусловлен наличием макроскопических объемов вещества (доменов), в которых магнитные моменты атомов или ионов параллельны и одинаково направлены. Эти домены обладают самопроизвольной спонтанной намагниченностью даже при отсутствии внешнего намагничивающего поля.

Модель атомной магнитной структуры ферромагнетика с гранецентрированной кубической решеткой. Стрелками показаны магнитные моменты атомов.

В отсутствие внешнего магнитного поля в целом ненамагниченный ферромагнетик состоит из большего числа доменов, в каждом из которых все спины ориентированны одинаково, но направление их ориентации отличается от направлений спинов в соседних доменах. В среднем в образце ненамагниченного ферромагнетика одинаково представлены все направления, поэтому макроскопического магнитного поля не получается. Даже в одиночном кристалле имеются домены. Разделение вещества на домены происходит потому что оно требует меньше энергии, чем расположение с одинаково ориентированными спинами.

При помещении ферромагнетика во внешнее поле, магнитные моменты параллельные полю будут иметь энергию меньшую, чем моменты, антипараллельные полю или направленные как ни будь иначе. Это дает преимущество некоторым доменам, которые стремятся увеличится в объеме за счет других, если это возможно. Также может происходить поворот магнитных моментов в пределах одного домена. Таким образом слабое внешнее поле может вызвать большое изменение намагниченности.

При нагревании ферромагнетиков до точки Кюри тепловое движение разрушает области спонтанной намагниченности, вещество теряет особые магнитные свойства и ведет себя как обычный парамагнетик. Температуры Кюри для некоторых ферромагнитных металлов приведены в таблице.

Кроме ферромагнетиков существует большая группа магнитоупорядоченных веществ, в которых спиновые магнитные моменты атомов с недостроенными оболочками ориентированы антипараллельно. Как показано выше, такая ситуация возникает в случае, когда обменный интеграл отрицателен. Так же, как и ферромагнетиках, магнитное упорядочение имеет место здесь в интервале температур от 0 К до некоторой критической Q N , называемой температурой Нееля. Если при антипараллельной ориентации локализованных магнитных моментов результирующая намагниченность кристалла равна нулю, то имеет место антиферромагнетизм . Если же при этом полной компенсации магнитного момента нет, то говорят об ферримагнетизме . Наиболее типичными ферримагнетиками являются ферриты – двойные окислы металлов. Характерным представителем ферритов является магнетит (Fe 3 O 4). Большинство ферримагнетиков относятся к ионным кристаллам и поэтому обладают низкой электропроводностью. В сочетании с хорошими магнитными свойствами (высокая магнитная проницаемость, большая намагниченность насыщения и др.) – это важное преимущество по сравнению с обычными ферромагнетиками. Именно это качество позволило использовать ферриты в технике сверхвысоких частот. Обычные ферромагнитные материалы, обладающие высокой проводимостью, здесь применяться не могут из-за очень высоких потерь на образование вихревых токов. Вместе с тем у многих ферритов точка Нееля очень низкая (100 – 300 °С) по сравнению с температурой Кюри для ферромагнитных металлов. В настоящей работе для определения температуры перехода ферримагнетик-парамагентик используется стержень, изготовленный именно из феррита.

Введение Изучение систем, состоящих из большого числа взаимодействующих частиц, является одной из важнейших проблем современной физики Наиболее интересно термодинамическое поведение веществ при возникновении определенного типа упорядочения. Это упорядочение происходит при некоторой температуре, причем переход совершается в чрезвычайно узкой области температур и носит название фазового перехода (перехода вещества из одной фазы в другую) Фазовые переходы, связанные с упорядочением, происходят в различных физических системах: бинарных сплавах, ферромагнитнетиках и антиферромагнетиках, в дипольных моментах в сегнетоэлектриках, электронах в сверхпроводниках, в гелии в сверхтекучем состоянии и т.д. 2

Классификация Особый интерес в поведении макроскопических (термодинамических) систем представляют точки фазового перехода, так как в них свойства системы меняются скачком. Возможны два варианта: Первый случай – расслоение на фазы – это фазовый переход первого рода. Поскольку возникновение новой фазы приводит к появлению поверхностной энергии, зародыши малого объема энергетически невыгодны, а достаточно большие могут возникнуть только благодаря флуктуациям. Примерами такого типа переходов являются расслоение на фазы (пар – жидкость, жидкость – твердое тело, пар – твердое тело) Во втором случае появление новых свойств не связано с поверхностной энергией. Такие фазовые переходы называются фазовыми переходами второго рода, они обычно сопровождаются изменением симметрии состояния. Примеры такого типа переходов: структурные перестройки в кристаллах при определенной температуре; переходы порядок – беспорядок в сплавах; переходы ферромагнетик – парамагнетик в спиновых системах и ферромагнитных металлах и сплавах; появление сверхпроводимости и сверхтекучести 3

Параметр порядка Для каждого фазового перехода существует понятие параметра порядка, чье ненулевое среднее значение в упорядоченной фазе нарушает симметрию У ферромагнетика параметром порядка является средняя намагниченность. Граничная температура, при которой спонтанно нарушается симметрия и в которой параметр порядка обращается в нуль, называется критической температурой 4

Параметр порядка Если параметр порядка плавно обращается в нуль при T=T c (но с бесконечной производной из-за флуктуаций), то это – фазовый переход второго рода Если зависимость параметра порядка вблизи области фазового перехода неоднозначна, то в системе обязательно наблюдается расслоение на фазы, и это – переход первого рода В основе теории фазовых переходов лежит идея о поле упорядочения, возникающем за счет взаимодействия частиц. Теория наиболее проста, если это поле предполагается равным среднему полю 5

Магнитный момент Причиной магнитных свойств веществ является магнитный момент, относящийся либо к электрону, либо к узлу решетки, где локализован электрон, который обычно возникает при движении электрона по замкнутым траекториям Принята следующая классификация веществ по их магнитным свойствам: 1) парамагнетики: >1 магнитное поле внутри усиливается; 2) диамагнетики: 1 магнитное поле внутри усиливается; 2) диамагнетики: ">

Приближение Вейсса Пусть магнитные моменты взаимодействуют друг с другом: Поле, действующее на выделенный магнитный момент: Эффективное поле: Приближение молекулярного поля Вейсса состоит в предположении, что истинное суммарное поле в i-м узле совпадает со средним полем и не зависит от ориентации i-го спина 9

Обменное взаимодействие Взаимодействие между магнитными моментами носит чисто квантовый характер – это так называемое обменное взаимодействие Для ансамбля одинаковых квантовых частиц должен выполняться принцип тождественности – они должны быть неразличимы в силу принципа неопределенности. Если имеются всего две частицы, то состояния системы, получающиеся друг из друга просто перестановкой обеих частиц, должны быть физически полностью эквивалентны. Это значит, что в результате такой перестановки волновая функция системы может измениться только на несущественный фазовый множитель. Поэтому есть всего две возможности: волновая функция либо симметрична (это статистика Бозе), либо антисимметрична (это статистика Ферми) 11

Обменное взаимодействие Рассмотрим теперь две выделенные частицы, имеющие квантовую статистику и в первом приближении не взаимодействующие Полная волновая функция системы: Бозонам отвечает знак +, а фермионам –, реализующие симметричную и антисимметричную ситуации Система электронов, локализованных в поле кристаллической решетки, с учетом спиновой компоненты: Антисимметричной ситуации – должна соответствовать симметричная спиновая компонента, а симметричной ситуации + должна соответствовать антисимметричная спиновая компонента 12

Оценка обменного интеграла В случае J 12 >0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 "> 0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 "> 0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 " title="Оценка обменного интеграла В случае J 12 >0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 "> title="Оценка обменного интеграла В случае J 12 >0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 ">

ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2015, том 79, № 8, с. 1128-1130

УДК 537.622:538.955

ИССЛЕДОВАНИЯ ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА

ФЕРРОМАГНЕТИК-ПАРАМАГНЕТИК В ТОНКИХ ПЛЕНКАХ FePt1- xRhx ФАЗЫ L10

© 2015 г. А. А. Валиуллин1, А. С. Камзин2, S. Ishio3, T. Hasegawa3, В.Р. Ганеев1, Л. Р. Тагиров1, Л. Д. Зарипова1

E-mail: [email protected]

Методом магнетронного распыления получены пленки FePtRh c различным содержанием Rh (FePtj _ xRhx). Изучены магнитная структура и фазовый переход ферромагнетик-парамагнетик в тонких пленках FePtj _xRhx фазы L10 в зависимости от содержания Rh (0 < х < 0.40) в образце. Показано, что при комнатной температуре тонкие пленки FePti _ xRhx при 0 < х < 0.34 находятся в ферромагнитном состоянии с большой энергией магнитокристаллической анизотропии, тогда как при 0.34 < х < 0.4 - в парамагнитном состоянии.

DOI: 10.7868/S0367676515080335

ВВЕДЕНИЕ

Многие исследования магнитных материалов, связанные с созданием тонких пленок, направлены на повышение плотности магнитной записи информации. Как правило, повышение плотности записи достигается за счет минимизации размеров зерен - носителей информации в магнитной пленке и за счет перехода от продольного типа записи к перпендикулярному. Однако уменьшение размеров гранул ограничено возникновением суперпарамагнитного эффекта, что препятствует увеличению плотности магнитной записи. Другое ограничение для повышения плотности записи - это обменное взаимодействие между гранулами. Для преодоления этих ограничений применяются различные методы , одним из которых является использование структурированного носителя информации. В обычном магнитном носителе записывающий слой состоит из беспорядочно расположенных зерен ферромагнитного сплава. В случае структурированного носителя информации в пленке создаются ферромагнитные гранулы или наноточки (nanodots) одинаковых размеров, расположенные упорядоченно в немагнитной матрице . В этом случае каждая из точек выступает в качестве бита информации.

1 Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего профессионального образования Казанский (Приволжский) федеральный университет.

2 Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Физико-технический институт имени А.Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург.

3 Department of Materials Science and Engineering, Akita Uni-

versity, 1-1 Gakuen-machi, Tegata, Akita 010-8502, Japan.

В последнее десятилетие пленки БеР! фазы Ы0 привлекают пристальное внимание исследователей, потому что они обладают большой энергией магнитокристаллической анизотропии (Ки ~ 7 107 эрг см-3) , что делает перспективным их использование в качестве структурированных носителей информации. При этом для сверхвысокоплотной магнитной записи (СВПМЗ) легкая ось намагничивания (ось с) в них должна быть ориентирована вдоль нормали к плоскости пленки.

Известно, что управление магнитными свойствами пленок БеР! возможно путем введения в них дополнительных элементов. Добавление родия (ЯИ) в сплав БеР! позволяет оптимизировать магнитные свойства тонких пленок без существенного уменьшения энергии магнитокристал-лической анизотропии, что позволяет использовать данный состав в качестве структурированного носителя информации.

В данной работе были изучены магнитная структура и фазовый переход ферромагнетик-парамагнетик в тонких пленках БеР!1- фазы Ь10 в зависимости от содержания ЯИ (0 < х < 0.40) в образце.

1. ЭКСПЕРИМЕНТ

Тонкие пленки БеР!1- получены методом магнетронного распыления на монокристаллическую подложку М§0 (100). Толщина синтезированных пленок равнялась 20 нм (рис. 1). Магнитные свойства были измерены при 300 К с использованием сверхпроводящего квантового интерферометра

ИССЛЕДОВАНИЯ ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА ФЕРРОМАГНЕТИК-ПАРАМАГНЕТИК

Fe^Pt! - xRhx)5()

Mg0(100) подложка

20 нм 0.5 мм

Рис. 1. Схематическое изображение образцов тонких

(SQUID) и вибрационного магнетометра. Магнитная структура синтезированных пленок, а именно ориентация остаточной намагниченности, исследовалась с использованием конверсионной электронной мёссбауэровской спектроскопии (КЭМС). Мёссбауэровские измерения проводились на спектрометре, в котором источник гамма-квантов 57Co в матрице Rh двигался с постоянным ускорением. Для регистрации конверсионных электронов использовался заполненный смесью газов Не + 5% CH4 детектор электронов , в который помещался исследуемый образец. При измерениях эффекта Мёссбауэра гамма-излучение источника 57Co(Rh) было направлено перпендикулярно поверхности исследуемой пленки. Скоростная шкала спектрометра калибровалась с использованием фольги из альфа-железа при комнатной температуре, а для более высокой точности калибровка проводилась с помощью лазерного интерферометра. Величины изомерных сдвигов определялись относительно металлического a-Fe. Математическая обработка мёссбауэровских спектров проводилась с помощью специальной программы, позволяющей из экспериментальных мёссбауэров-ских спектров определить положения, амплитуды и ширины спектральных линий. Далее на основе полученных данных рассчитывались эффективные магнитные поля на ядрах ионов железа (Hhf), квадрупольные расщепления (QS) и химические сдвиги (CS).

2. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 2 представлены КЭМ-спектры исследованных образцов FePt1-xRhx. На спектре FePtx _xRhx при x = 0 отсутствуют 2-я и 5-я линии зееманов-ского расщепления в сверхтонком поле, что указывает на ориентацию магнитных моментов перпендикулярно поверхности пленки. Такого рода ориентация эффективного магнитного поля позволяет сделать вывод о том, что легкая ось магнитно-кристаллической анизотропии перпендикулярна поверхности пленки. Вычитание линии

x = 0.30 ■ .. .-w^

6 -4 -2 0 2 4 6 Скорость, мм ■ с-1

Рис. 2. Мёссбауэровские спектры тонких пленок FePtj _

зеемановского расщепления из спектра БеР1 показывает, что в области "нуля" скоростей отсутствуют линии, принадлежащие ионам железа в парамагнитной фазе, это означает, что все ионы Бе в образце находятся в магнитоупорядоченном состоянии.

С увеличением концентрации ЯИ в составе пленок БеР^ хЯИх, наблюдается постепенное уменьшение эффективных магнитных полей, и при х = 0.4 линии зеемановского расщепления "схлопываются" в синглет. Такое изменение спектров образцов с повышением концентрации ЯИ обусловлено переходом системы РеР1ЯИ из ферромагнитного состояния в парамагнитное при комнатной температуре измерений. Данный переход происходит по причине замещения ионов Р ионами родия и возникновением парамагнитных кластеров . С увеличением концентрации ЯИ количество данных кластеров увеличивается, приводя в итоге к окончательному переходу образца в парамагнитное состояние (рис. 3). Данные КЭМ-спек-тров подтверждаются результатами исследований намагниченности насыщения (М) приведенны-

пленок FePtt _ xRhx.

ВАЛИУЛЛИН и др.

Парамагнитная фаза

Ферромагнитная фаза

0.05 0.10 0.15 0.20 0.25 0.30

Ms, эрг ■ Гс 1500

Рис. 3. Относительное содержание ферромагнитной фазы (определяемое относительными площадями мёссбауэровских субспектров ферромагнитной и парамагнитной фаз) в зависимости от концентрации ЯИ в тонких пленках Ре50(Р1:1 _ хКИх)50.

ми на рис. 4. Из рисунка видно, что по мере увеличения х наблюдается монотонное уменьшение М.

Методом магнетронного распыления получены пленки РеР1ЯИ толщиной 20 нм с различным содержанием ЯИ (БеР^ _ хЯЬх), где х меняется от 0 до 0.4. Установлено, что при х = 0 пленка ферро-магнитна при комнатной температуре, и легкая ось магнито-кристаллической анизотропии направлена перпендикулярно поверхности пленки. Ферромагнитное упорядочение в БеР^ хЯИх при комнатной температуре сохраняется в интервале содержания родия х < 0.32 с сохранением большой энергией магнитокристаллической анизотропии и обусловленной ею перпендикулярной ориентацией намагниченности. В изученном интервале 0.34 < х < 0.4 пленка БеР^ _ хКЬх находится в парамагнитном состоянии. Намагниченность насыщения для 0 < х < 0.32 находится в интервале 1000 > М > 500 эрг ■ Гс-1 ■ см-3.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 14-02-91151) и при частичной

J_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I

Рис. 4. Намагниченность насыщения (Ма) измеренная при температуре 300 К в тонких пленках Ре50(Р111 _ хЯИх)50 в зависимости от концентрации ЯИ.

поддержке Программы повышения конкурентоспособности Казанского федерального университета, финансируемой Министерством образования и науки РФ.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Kryder M.H., Gage E.C., McDaniel T.W, Challener W.A., Rottmayer R.E., Ju G, Hsia Y, Erden M.F. // Proc. IEEE. 2008. V. 96. № 11. P. 1810.

2. Yuasa S., Miyajima H., Otani Y. // J. Phys. Soc. Jpn. 1994. V. 63. P. 3129.

3. Hasegawa T., Miyahara J., Narisawa T., Ishio S., Yamane H., Kondo Y., Ariake J., Mitani S., Sakuraba Y., Takanashi K. // J. Appl. Phys. 2009. V. 106. P. 103928.

4. Иванов О.А., Солина Л.В., Демшина В.А., Магат Л.М. // ФММ. 1973. Т. 35. С. 92.

5. Камзин А.С., ГригорьевЛ.А. // Письма в ЖТФ. 1990. Т. 16. № 16. С. 38.

6. Xu D., Sun C., Chen J., Zhou T., Heald S.M., Bergman A., Sanyal B., Chow G.M. // J. Appl. Phys. 2014. V. 116. P. 143902.

Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст . Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут

КАРАМАН И., КИРЕЕВА И.В., КРЕТИНИНА И.В., КУСТОВ С.Б., ПИКОРНЕЛЛ К., ПОБЕДЕННАЯ З.В., ПОНС ДЖ., ЦЕЗАРИ Э., ЧУМЛЯКОВ Ю.И. - 2010 г.

Фазовые переходы второго рода - фазовые превращения, при которых плотность вещества, энтропия и термодинамические потенциалы не испытывают скачкообразных изменений, а теплоемкость, сжимаемость, коэффициент термического расширения фаз меняются скачком. Примеры: переход Не в сверхтекучее состояние, Fe из ферромагнитного состояния в парамагнитное (в Кюри точке).

Фазовый переход парамагнетик-ферромагнетик

Магнитные системы важны в связи с тем, что вся терминология, используемая в теории фазовых переходов, основана на именно этих системах. Рассмотрим небольшой образец, изготовленный из железа, помещенный в магнитное поле (). Пусть - намагниченность этого образца, зависящая от магнитного поля. Очевидно, что уменьшение магнитного поля приводит к уменьшению намагниченности. Могут иметь место две ситуации. Если температура высокая, магнитный момент становится равным нулю, когда магнитная поле стремится к нулю. Зависимость магнитного момента от магнитного поля для этого случая представлена на рисунке 3 а. .

Рисунок 3. График зависимости намагниченности от магнитного поля: а -при высоких; б - при низких температурах.

Однако, возможна и другая ситуация, которая реализуется при низких температурах: намагниченность образца, возникшая под влиянием внешнего магнитного поля, сохраняется и при уменьшении этого поля до нуля. (рисунок 3б). Эта остаточная намагниченность называется спонтанной намагниченностью ().Существует вполне определенная температура, при которой спонтанная намагниченность появляется впервые. Эта температура называется температурой Кюри. В области температур, ниже температуры Кюри, спонтанная намагниченность оказывается тем большей, чем ниже абсолютная температура. Намагниченность называется параметром порядка. Магнитное поле, являющееся переменной, термодинамически сопряженной намагниченности, называется упорядочивающим полем. Такие пары сопряженных переменных будут очень важны для дальнейшей теории.Есть очень полезная модель фазового перехода парамагнетик-ферромагнетик. Эта модель называется моделью Изинга. Рассмотрим несжимаемую решетку, в каждом узле которой находится магнитные стрелки. Эти стрелки могут быть направлены или вверх, или вниз. Соседние стрелки взаимодействуют таким способом что силы, действующие между этими стрелками, стремятся расположить их параллельно друг другу.

Рисунок 4. Пояснения к модели Изинга.

Предполагается, что энергия взаимодействия стрелок положительна. В этом случае с точки зрения энергии стрелкам выгодно быть параллельными, т.е. чтобы все стрелки смотрели либо вверх, либо все - вниз. Энергия системы в этом случае минимальна. С точки зрения энергии такое состояние наиболее выгодное. Однако, таких полностью упорядоченных состояний всего лишь два (все стрелки - вверх и все стрелки - вниз). В этом смысле такие упорядоченные состояния совершенно невыгодны с точки зрения энтропии. Энтропия «стремится» полностью разупорядочить систему

При высоких температурах энтропия побеждает. В системе имеет место беспорядок и средняя намагниченность равна нулю. (число синих стрелок равно числу красных стрелок). При низких температурах побеждает энергия и в системе возникает спонтанная намагниченность (число синих стрелок равно десяти; а число красных стрелок равно шестнадцати).

Это означает, что в рассмотренной системе существует такая температура, начиная с которой, в системе появляется спонтанная намагниченность

Поведение всех систем около точек фазового перехода полностью универсально. Это очень удобно. Изучая самую простую систему (например, модель Изинга) около ее критической точки, мы сможем предсказывать физические свойства сложных систем около их точек фазового перехода.

При каких условиях ферромагнетик превращается в парамагнетик?

При нагревании до точки Кюри

Магнитный поток внутри контура площадью 30 см 2 , расположенного перпендикулярно полю, равен 0,6 мВб. Индукция поля внутри контура равна:

Плоский контур площадью 50 см 2 пронизывает магнитный поток 2 мВб при индукции поля 0,4 Тл. Угол между плоскостью контура и направлением поля равен:

В однородной изотропной среде с = 2 и = 1 распространяется плоская электромагнитная волна. Определите её фазовую скорость.

Прямоугольная катушка из 1000 витков со сторонами 5 и 4 см находится в однородном магнитном поле индукцией 0,5 Тл. Сила тока в катушке 2 А. Максимальный вращающий момент, действующий на катушку равен:

По круговому витку радиусом 40 см циркулирует ток 4 А. Магнитная индукция в центре витка равна:

Энергия диполя во внешнем электрическом поле равна:

Из провода изготовлена катушка длиной 6,28 см радиусом 1 см. Она содержит 200 витков и по ней проходит ток силой 1 А. Магнитный поток внутри катушки равен:

Чтобы при изменении магнитной индукции от 0,2 до 0,6 Тл в течение 4 мс в катушке с площадью поперечного сечения 50 см2 возбуждалась ЭДС индукции 5 В, она должна содержать количество витков, равное

На проводник с током 1,5 А, помещенный в однородное магнитное поле индукцией 4 Тл, действует сила 10 Н. Проводник расположен под углом 45° к линиям магнитной индукции. Длина активной части проводника равна:

Какие понятия названы правильно? 1. Электролитическая диссоциация – это распад молекул растворенного вещества на ионы под действием молекул растворителя. 2. Ионизация – распад молекул на ионы. 3. Термоэлектронная эмиссия – испускание электронов нагретыми металлами. 4. Фотоэлектронная эмиссия – испускание телами электронов под действием света.