МАГНИ́ТНЫЙ ФА́ЗОВЫЙ ПЕРЕХО́Д
-
Рубрика: Физика
-
-
Скопировать библиографическую ссылку:
МАГНИ́ТНЫЙ ФА́ЗОВЫЙ ПЕРЕХО́Д, фазовый переход, при котором изменяется фаза (состояние) магнитной подсистемы вещества. Как правило, такой подсистемой является спиновая подсистема твёрдого магнетика, которая характеризуется одним или несколькими параметрами магнитного упорядочения. В ходе М. ф. п. происходит изменение этих параметров – скачкообразное при М. ф. п. 1-го рода и непрерывное при М. ф. п. 2-го рода.
М. ф. п. обусловлены изменением одного или нескольких термодинамич. параметров: темп-ры $T$ (спонтанные М. ф. п.), давления $p$ или внешнего магнитного поля $H$ (индуцированные М. ф. п.), концентрации магнитных ионов $x$ (концентрационные М. ф. п.). Типичными примерами М. ф. п. являются спонтанные переходы от ферро- к парамагнитной фазе в Кюри точке или от антиферро- к парамагнитной фазе в Нееля точке; индуцированные внешним магнитным полем переходы от антиферромагнитной к «веерной» (т. н. спин-флоп) фазе (см. Спин-флоп переход) и далее к ферромагнитной; концентрационные М. ф. п. от ферромагнитной фазы к фазе спинового стекла. Магнитные фазы вещества часто сосуществуют с др. упорядоченными фазами, поэтому М. ф. п. могут сопровождаться структурными фазовыми переходами, фазовыми переходами в сверхпроводящее, сегнетоэлектрич. состояние и др.
Для описания магнитной фазы обычно используется один или неск. магнитных параметров дальнего порядка. В простейшем случае одной магнитной подрешётки изотропная ферромагнитная фаза описывается одним (скалярным) значением удельной намагниченности $\boldsymbol m$. При наличии двух или более магнитных подрешёток $(A, B, …)$ параметрами упорядочения являются удельные намагниченности подрешёток $\boldsymbol m_A, \boldsymbol m_B, …$ или их проекции на кристаллографич. оси образца, а также векторные параметры $\boldsymbol m = \boldsymbol m_A + \boldsymbol m_B$ и $\boldsymbol l = \boldsymbol m_A - \boldsymbol m_B$, для которых $\boldsymbol m \boldsymbol l = 0$, причём для антиферромагнетика $\boldsymbol m = 0$, тогда как для слабого ферромагнетика $\boldsymbol m ≠ 0$; $\boldsymbol l$ – вектор антиферромагнетизма.
В ферромагнитной фазе при $H = 0$ дальний магнитный порядок с $m ≠ 0$ существует лишь при темп-рах $T ⩽ T_С$, где $T_С$ – темп-ра Кюри, при которой происходит М. ф. п. 2-го рода в парамагнитную фазу, а начальная магнитная восприимчивость $χ∼1/(T-T_С)$ имеет в этой точке особенность. Наложение внешнего поля и/или конечность размеров образца делают М. ф. п. размытым, а соответствующие им аномалии – сглаженными.
В реальных, т. е. пространственно ограниченных и неидеальных в кристаллохимич. отношении магнетиках М. ф. п. 1-го рода обычно сопровождаются возникновением т. н. промежуточного состояния, которое существенно влияет на гистерезисные и метастабильные явления при магнитном фазовом переходе.
Теоретич. анализ М. ф. п. проводится с помощью многомерных магнитных фазовых диаграмм, которые строятся в координатах $T$, $p$, $H$, $x$. Наиболее употребительны двумерные магнитные фазовые диаграммы в координатах темп-ра $T$ – напряжённость магнитного поля $H$, а также в координатах темп-ра $T$ – концентрация магнитной компоненты $x$ сложного магнитного соединения.
Как и для всех типов фазовых переходов, для М. ф. п. характерны термодинамич. и динамич. аномалии. К термодинамич. аномалиям относятся скачки первых производных свободной энергии (намагниченности, энтропии и объёма) при М. ф. п. 1-го рода и вторых производных (магнитной восприимчивости, теплоёмкости и сжимаемости) при М. ф. п. 2-го рода; к динамическим – аномалии скорости звука и явление т. н. критич. замедления (стремление к нулю некоторых кинетич. коэффициентов – диффузии, вязкости и т. п.).
Простейший тип спонтанных М. ф. п. – переход типа магнитный порядок – беспорядок между любой магнитоупорядоченной и парамагнитной фазой – обычно имеет место в чистых химич. элементах (железо, никель, кобальт, хром). В химич. соединениях встречаются переходы между двумя типами магнитного порядка, или т. н. метамагнитные переходы (напр., в сплавах на основе марганца). Типичным примером является переход между ферро- и антиферромагнитной фазой, обусловленный т. н. обменной инверсией – сменой знака обменного интеграла при тепловом расширении решётки.
Более сложным типом спонтанных М. ф. п. являются т. н. ориентационные переходы, где изменение ориентации параметров магнитного порядка $\boldsymbol m$ или $\boldsymbol l$ относительно осей кристалла обусловлено сменой знака константы анизотропии при изменении темп-ры. Подобный переход может происходить как один М. ф. п. 1-го рода (в редкоземельном ортоферрите на основе Dy, а также в гематите α-Fe2O3) или как последовательность двух М. ф. п. 2-го рода (напр., в редкоземельных ортоферритах на основе Sm и Tm).
Индуцированные М. ф. п. происходят при наложении внешнего магнитного поля или давления (при условии $T=\rm{const},\,\it x=\rm{const}$), когда магнитное поле достигает определённых критич. значений $H_{кр}$, и сопровождаются изменением магнитной симметрии – изменением ориентации параметра порядка или его типа (напр., $\boldsymbol l→\boldsymbol m$ в антиферромагнетике).
Большое практич. значение имеют концентрационные М. ф. п., позволяющие целенаправленно получать ту или иную магнитную фазу, меняя концентрацию одного из компонентов сплава (в стехиометрич. состоянии, возможно, даже немагнитного) при неизменных значениях параметров $T$, $p$ и $H$. Типичным примером является диэлектрич. сплав EuxSr1–xS, магнитная фазовая диаграмма которого изображена на рисунке.
М. ф. п. значительно более разнообразны по сравнению с др. типами фазовых переходов, и их строгая теория из-за трудностей математич. характера в законченном виде ещё не построена. Наиболее употребительны приближённые теории, основанные на идее т. н. молекулярного поля Вейса или эквивалентной ему феноменологич. теории фазовых переходов Ландау, а также на вариационном принципе Боголюбова для свободной энергии. В последние годы широко используется также теория критич. показателей Вильсона, основанная на идеях масштабной инвариантности.
