ПОИСК Статьи Рисунки Таблицы Теория диамагнитных фазовых переходов из "Электронная теория металлов" Метастабильные решения в магнетиках, благодаря дальнодействию, могут оказаться весьма стабильными, поскольку всегда нужен макроскопический (порядка Гн, т. е. 10 —10 см) размер зародышей новой фазы. (При кипении, как известно, уже прн относительно небольшом перегреве достаточны зародыши атомных размеров.) Правда, закалка, например, изменением магнитного поля должна производиться весьма быстро, так как характерные времена релаксации имеют электронное происхождение и весьма малы (даже в весьма чистых металлах при гелиевых температурах т 10 сек). Обратимся к наиболее интересной области — появлению неоднородной структуры. [c.177] Исследуем сначала случай, когда диамагнитная пространственная структура появляется путем фазового перехода второго рода. [c.177] Условие разрешимости (21.7) является при 4ях 1 не только необходимым, но и достаточным условием возникновения периодической структуры. [c.178] Поэтому для реализации периодического решения необходимо наличие не- кольких экстремальных сечений и выполнение следующих условий 4яхо 1 я 4лх 1 (определение Хо дапо в 20). [c.179] Уравнения (21.17) определяют, помимо хо, еще и связь между Г и Я, т. е. кривую фазовых переходов от однородной к периодической структуре в плоскости Т,Н). Если переход наблюдается при фиксированном Я, то т Т — То Н) (Т о(Я)—точка перехода), если фиксировано Т, то т Н — Но Т). [c.180] При том, что в точке перехода возникает, как следует из приведенных выше общих соображений, периодическая структура с периодом 2яхг вид (21.18) разложения 0 по медленно меняющейся (по сравнению с Гц) малой добавке Л может быть получен непосредственно. Для этого достаточно принять во внимание что а) из требования минимума 0г (уже усредненного по расстояниям порядка Гн) по Л в точке перехода вытекает б0г/бЛ = 0 б) бЯ/бЛ т (так как 4ях(хо)=1), а это дает 6 0г/бЛ т в) наличие минимума 0г(Л) при Т = То требует б 0г/бЛ = О, б 0г/бЛ = р 0 г) разложение по малому УЛ вследствие медленного изменения Л (Л) может содержать (в силу инвариантности по отношению к замене Н на —Щ лишь четные степени У А. [c.181] Поясним смысл требования 3 0 в рассматриваемом случае. Если р О, то из (21.18) следует, что точка т = О вообще не является особой — в ней уже существует периодическая структура с конечной амплитудой, переход произошел раньше и притом при конечном Л (поскольку переход при Л- 0 как раз и исследуется), т. е. имеем фазовый переход первого рода. [c.181] Так как а, О (см. (21.16)), то 01 — У(Л) /щах, причем равенство 01 == —( так достигается для однородного Л. При этом член с производными в (21.18) исчезает. В] принимает форму, характерную для переходов второго рода типа Ландау (см. (20,3)), и приводит к переходу от Л = О при т 0 к Ло = = 72при т 0. Состояния с Ло отличаются только сдвигом по фазе. Это отличие может быть существенно в конечном образце (где такие состояния аналогичны доменам). Из определения X и Хо легко найти зависимость пространственных периодов 2якг от т X — Хо т. Таким образом, период осцилляций меняется линейно по т вблизи от точки перехода, а их амплитуда— пропорционально Ух. [c.181] Из определения (21.7) ясно, что при к- оо функция % к), осциллируя, стремится к нулю. Это означает, что при изменении температуры (или магнитного поля) могут появляться новые корни уравнения (21.11) и в соответствии с этим иметь место новые фазовые переходы. Если какой-либо экстремум % к) при О окажется вырожденным, возможно расслоение на фазы с разными периодами. [c.182] Во всех предыдущих рассуждениях предполагалось, что имеется единственное решение уравнений (21.11). Попятно, что это так лишь для прямоугольной решетки в плоскости (х, у) наличие осей симметрии порядка выше второго обеспечит соответствующее число решений уравнений (21.11)— звезду векторов X. Если никакие три из них в сумме не дают нуля, то все рассмотрение остается в силе, оказываясь лишь несколько более громоздким. Если же какие-либо три решения (21.11) в сумме дают нуль, в разложении 0г( ) не исчезает член третьего порядка, фазовый переход второго рода оказывается невозможным, периодическая структура появляется в результате фазового перехода первого рода. [c.182] Самостоятельный интерес представляет выяснение формы и размеров диамагнитных доменов. Наиболее интересен и важен случай, когда характерные линейные размеры образца L велики по сравнению с ларморовским радиусом Oj, так что размеры доменов g значительно больше толщины доменной стенки d. В этом случае решение задачи распадается на микроскопическую и макроскопическую части. [c.183] Особенно очевидно это условие в изотропном случае, когда Яу = = Ну Ву) =0, Н1 не зависит от Ву и условие Яг = Я соответствует обычному равенству площадей на кривой Яг = Н1 В1). [c.184] Вдали от критической точки, при цл Ж 1 (и соответственно Хтах 1/4л), расчеты значительно усложняются [56]. Доменная стенка имеет весьма сложный вид В (у) при переходе от Лк к А к осциллирует, имея множество постепенно затухающих узких и высоких максимумов и соответственно глубоких минимумов. Поверхностная энергия и размер домена по порядку величины определяются формулами (21.26), (21.28), только теперь, когда 1, в пих вместо .1 входит 1 . [c.185] что варьируется Г при заданном Н, делается только для конкретности совершенно аналогично проводится рассмотрение при заданном Г и варьируемом Н. [c.185] Это означает, что при приближении к кривой абсолютной неустойчивости при заданном внешнем поле Яо теплоемкость стремится к бесконечности, как При изотермическом приближении к этой кривой (Яо = Н + Н[) восприимчивость стремится к бесконечности, как Я[ Такова же особенность, в частности, в критической точке фазовых переходов второго рода. [c.186] По мере понижения температуры, при некотором ее значении впервые появляется локальный минимум для неоднородного поля. При этом принципиально возможны несколько различных случаев. [c.186] Вернуться к основной статье