нитных полях, обычно применяемых в технике, лишь весьма незначительное намагничение (парамагнитные тела). — Однако помимо сил дезориентирующего характера между электронами при некоторых условиях могут действовать весьма значительные силы т. н. обмена, стремящиеся ориентировать спины электронов параллельно друг другу. В кристаллах ферромагнитных металлов эти ориентирующие . силы обмена настолько преобладают над дезориентирующими силами, что в кристаллах образуются сравнительно крупные области с параллельно друг другу ориентированными спинами, которые вследствие этого оказываются сильно намагниченными и притом, что весьма существенно, не под действием внешних сил, а под действием внутренних сил, действующих между спинами. Такие области называют областями спонтанного намагничения (П. Вейс, 1907; В. Гейзенберг, 1927). Несмотря на то, что отдельные области кристаллов даже при отсутствии внешнего намагничивающего поля намагничиваются до насыщения, в целом кристалл может иметь результирующее намагничение, равное нулю, вследствие того, что в различных частях кристалла спонтанное намагничение имеет различное направление. Однако под действием внешнего поля ориентировка областей спонтанного намагничения начнет изменяться так, что геометрическая сумма векторов спонтанного намагничения даст общее намагничение, отличное от нуля. При достаточной силе поля магнитные моменты всех областей спонтанного намагничения окажутся расположенными параллельно полю, и тогда не только отдельные области кристалла, но и весь кристалл, как и испытуемый объект, окажется намагниченным до насыщения. При повышении температуры «дезорганизующая» роль теплового движения может настолько сильно возрасти, что параллельность спинов — внутри областей спонтанного намагничения нарушится, и кристалл потеряет свои ферромагнитные свойства. Температура, при к-рой это происходит, называется точкой Кюри.
Если откладывать по оси абсцисс температуру, а по оси ординат — насыщение кристалла, то при подходе к точке Кюри насыщение будет быстро уменьшаться до нуля. За точкой Кюри металл уже размагничен. Дальнейшее намагничение даже в сильных полях невозможно. Для преодоления сил связи между спиновыми моментами и «разрушения» спонтанного намагничения при переходе через точку Кюри приходится затратить довольно значительное количество тепловой энергии. Вследствие этого добавочного расхода тепла вблизи точки Кюри теплоемкость сильно возрастает и в точке Кюри имеет резко выраженный максимум. Вместе с тем и целый ряд других физических свойств — электропроводность, длина, теплопроводность, термо-электродвижущая сила и т. д. — испытывает в точке Кюри заметные изменения. — Помимо этих температурных изменений весьма значительные изменения различных физических свойств наблюдаются и при постоянной температуре при намагничении, а также под действием упругого растяжения (явления Холла, Нернста, Эттингсгаузена, Риги-Ледюка, Джоуля, механострикция и др.). Все эти явления обусловлены тем обстоятельством, что различные физические свойства, напр. электропроводность, длина кристалла и т. д., зависят не только от абсолютного значения вектора б. с. э. т. LVII.• спонтанного намагничения, но и от его ориен: тировки относительно кристаллографических ’ осей (анизотропия). — Если' известен характера зависимости физической величины от ориентировки вектора спонтанного намагничения (закон анизотропии), то, зная, как меняется ориентировка вектора спонтанного намагничения : при намагничении или растяжении, можно рассчитать и зависимость данной физической ве! личины от степени намагничения или упругого растяжения.
Весьма существенную роль (особенно в явлениях гистерезиса) играет зависимость внутренней энергии кристалла от направления вектора спонтанного намагничения. Направление, в к-ром эта энергия имеет минимум, называется направлением легкого намагничения; направление, в к-ром внутренняя энергия имеет максимум, называется направлением трудного намагничения. При отсутствии внешнего поля вектор спонтанного намагничения ориентирован в направлении легкого намагничения. Под действием внешнего поля он поворачивается в сторону трудного намагничения. При этом повороте внешнее поле совершает нек-рую работу, идущую на увеличение внутренней потенциальной энергии кристалла. Эта энергия может быть однако потеряна в виде тепла (потери гистерезиса) при дальнейшем вращении вектора спонтанного намагничения, когда он из положения трудного намагничения (максимум внутренней энергии) «упадет» в новое положение легкого намагничения (расположенное к внешнему полю под более острым углом, чем исходное положение легкого намагничения, которое вектор спонтанного намагничения занимал до действия поля).
Если по оси абсцисс откладывать внешнее поле, а по оси ординат — проекцию вектора спонтанного намагничения на направление поля, то получается характерная S-образная кривая (см. рис.). — Отрицательные значения поля Н соответствуют (участок ВВ) положениям спина, когда он из положения трудного намагничения «падает» в положение легкого намагничения. — Точки ВпВ соответствуют положениям метастабильного равновесия вектора спонтанного намагничения, когда достаточно малейшего увеличения поля, чтобы он «упал» в новое положение устойчивого равновесия U — V. — Резкое изменение проекции вектора спонтанного намагничения при переходе из В в U называется баркгаузеновским скачком. При циклическом’ изменении внешнего поля имеют место два скачка от В к U. Кривая проекции имеет при этом характер петли (петля гистерезиса). Отрезок СВ дает величину коэрцитивной силы, отрезок • J со — величину поля, при которой металл будет намагничен до насыщения. Площадь петли дает величину потерь гистерезиса.
Определенные т. о. потери являются макси• мальными для данного металла; наблюдаются, : когда между отдельными областями спонтан; ного намагничения нет взаимодействия. При I наличии этого взаимодействия (процесс инвёрi сии) скачок происходит не в точке В, а где-то в точке В, вследствие чего наблюдаемая вели7
