Точка Кюри — это температура, при которой изменяется фазовое состояние вещества. В данной работе изучается фазовый переход из ферромагнитного состояния в парамагнитное на примере изменения магнитной восприимчивости $\chi$ от температуры. На рис. 1 приведен теоретический вид зависимости спонтанной намагниченности $M_s$ ниже точки Кюри и магнитной восприимчивости $\chi$ выше точки Кюри. При абсолютном нуле температуры спонтанная намагниченность ферромагнетика $M_s$ имеет максимальное значение. При повышении температуры возрастает дезориентирующая роль теплового движения, что приводит к монотонному уменьшению спонтанной намагниченности, и при достижении температуры Кюри $T_c,$ $M_s$ должна обратиться в нуль.

Из классической теории фазовых переходов [1. Гл. 16 и 3. Гл. 3] следует, что в области температур выше точки Кюри ферромагнетики должны подчиняться закону Кюри — Вейсса $$\label{GrindEQ__33_} \chi =\frac{C}{T-T_{c} } .$$ Эта зависимость несколько напоминает закон Кюри для парамагнетиков $\chi =\frac{C}{T}$, но магнитная восприимчивость $\chi$ в формуле обратно пропорциональна не абсолютной температуре $T,$ а разности температур $(T-T_{c}).$

Опыт показал, что в области высоких температур, при $T>T_{c}$ (в парамагнитной области), линейная зависимость обратной восприимчивости $\frac{1}{\chi }$ от температуры $T$ достаточно хорошо выполняется (см. рис. 2). Но в непосредственной близости к точке Кюри, при приближении к ней со стороны высоких температур, имеется значительное отклонение от линейной зависимости (вблизи точки Кюри имеется изгиб). Оказалось, что переход из ферромагнитного состояния в парамагнитное происходит не сразу, а постепенно. Вещество находится в промежуточном состоянии между ферромагнетным и парамагнетным в некотором интервале температур выше точки Кюри (так называемой переходной области). Для чистых ферромагнитных материалов этот интервал температур небольшой, для сплавов же он значительно шире.

Вероятная схема, объясняющая это явление состоит в том, что вблизи точки Кюри при $T\ge T_{c}$ ещё существуют «группы» параллельных спинов (аналог капелек жидкости в паре), которые и приводят к б\'{o}льшему значению магнитной восприимчивости. Из-за наличия теплового движения «группы» спинов очень подвижны, т.е. в одних местах они исчезают — в других появляются. При температурах выше точки Кюри время жизни ориентированных спинов очень мало. Предполагаемые причины существования «групп» спинов:

– флуктуации концентрации примесей по объему образца;

– неоднородные механические деформации, приводящие к искажениям решетки.

Для определения границ переходной области, помимо ферромагнитной точки Кюри \textbf{$T_{c}^{D} ,$}${}_{\ }$вводится парамагнитная точка Кюри \textbf{$T_{c}^{?} ,$} которая устанавливает верхнюю границу переходной области. $T_{c}^{?} ,$$T_{c}^{?} ,$Парамагнитная точка Кюри определяется экстраполяцией линейного участка кривой \textbf{${\raise0.7ex\hbox{$ 1 $}\!\mathord{\left/ {\vphantom {1 \chi }} \right. \kern-\nulldelimiterspace}\!\lower0.7ex\hbox{$ \chi $}} =f(T)$} до пересечения с осью температуры (рис. 2).

Температурные зависимости спонтанной намагниченности \textbf{${\rm M}_{{\rm s}}$} и магнитной восприимчивости \textbf{$\chi$} описываются следующими выражениями:

\textbf{$T$}\textit{ $<$ }\textbf{$T_{{\rm c}} ;$}\textit{ }\eqref{GrindEQ34_} $\frac{1}{\chi } =B(T-T_{c} )^{\gamma } ,$ \textbf{$T$}\textit{ $>$ }\textbf{$T_{c}$}\textit{, } \eqref{GrindEQ35_}

\noindent где \textit{А} и \textit{В} – константы; \textbf{$\beta$}и \textbf{$\gamma$} – критические индексы магнитного перехода, которые в парамагнитной области равны: \textbf{$\beta =1/2,$} \textbf{$\gamma =1.$} Вблизи точки Кюри \textbf{$T_{{\rm c}}$} значения критических индексов существенно отличаются от теоретических (см. табл. 1).

\noindent

\noindent

\noindent \textit{Таблица 1}

\noindent \textbf{Критические значения показателей степени в законе Кюри-Вейсса для некоторых ферромагнетиков [1, с. 546]}

$$\begin{tabular}{|p{0.5in}|p{0.7in}|p{0.7in}|p{0.6in}|} \hline \textbf{Вещество} & \textbf{$\boldsymbol{\gammaup}$} & \textbf{$\boldsymbol{\betaup}$} & \textbf{Т${}_{\textrm{к}}$} \hline Fe\newline Co\newline Ni\newline Gd\newline CrO${}_{2}$\newline CrBr${}_{3}$\newline EuS & 1,33\newline 1,21\newline 1,35\newline 1,3\newline 1,63\newline 1,215\newline $\mathrm{-}$ & 0,34\newline $\mathrm{-}$\newline 0,42\newline $\mathrm{-}$\newline $\mathrm{-}$\newline 0,368\newline 0,33 & 1 043\newline 1 388\newline 627,2\newline 292,5\newline 386,5\newline 32,56\newline 16,50 \hline \end{tabular}$$

В соответствии с выражением \eqref{GrindEQ35_} магнитная восприимчивость в точке Кюри должна быть бесконечной. В действительности для реальных образцов она принимает конечное значение $\chiup$${}_{0}$, поэтому величину $\gammaup$ определяют из соотношения \begin{equation} \label{GrindEQ36_} \frac{1}{\chi } -\frac{1}{\chi _{0} } =B(T-T_{c} )^{\gamma } . \end{equation}

Для определения величины критического индекса магнитной восприимчивости \textit{$\gamma$} необходимо:

– получить экспериментальную зависимость магнитной восприимчивости от температуры (см. рис. 4), после обработки которой найти температуру Кюри \textbf{$T_{{\rm A}}$} и соответствующее значение $\chiup$${}_{0}$;

– зная значения \textbf{$T_{c}$} и $\chiup$${}_{0}$, построить график зависимости $\lg \left({\raise0.7ex\hbox{$ 1 $}\!\mathord{\left/ {\vphantom {1 \chi }} \right. \kern-\nulldelimiterspace}\!\lower0.7ex\hbox{$ \chi $}} -{\raise0.7ex\hbox{$ 1 $}\!\mathord{\left/ {\vphantom {1 \chi _{0} }} \right. \kern-\nulldelimiterspace}\!\lower0.7ex\hbox{$ \chi _{0} $}} \right)$ от $\lg \left(T-T_{c} \right)$ и по угловому коэффициенту прямой определить значение $\gammaup$.