|
| |
|
Слаботочка Книги где приведены кривые теплоемкости и теплового расширения пермаллойного сплава 59,2°/q Ni, 40,8/о Fe. С повышением температуры здесь наблюдается выброс а вниз (отрицательная аномалия), тогда как теплоемкость имеет выброс вверх. Акулов [4], пользуясь установленными им соотношениями для четных эффектов в области парапроцесса, дал обобщение правила Грюнайзена на случай ферромагнитных тел. Согласно теории четных эффектов ферромагнитное изменение объема - пропорционально изменению энергии самопроизвольной намагниченности Д (a/J), которое возникает при нагревании ферромагнетика, т. е. = М(а/Э, где b и а - постоянные. Дифференцируя правую и левую части по температуре, получаем; Член, стоящий справа, пропорционален ферромагнитной части теплоемкости C металла, следовательно, = (74) Здесь - ферромагнитная часть коэффициента теплового расширения, а Ь. - численная постоянная, в которую входят а и Ь. Складывая (73) и (74), получаем обобщение правила Грюнайзена на случай ферромагнитных тел: ФЬ,0,-{-ЬС ,. (75) Здесь Ь всегда имеет положительный знак, а bq, как показывает опыт, может быть и положительным и отрицательным. Соотношение (75) дает возможность найти температурную зависимость коэффициента теплового расширения ферромагнетиков, если известен температурный ход и С. /+Ч1Э.,/ +ЧаЯ. Из (77) и (78) при Р= const, имеем: V \дн)р гр /д! \ \dHjj, р § б. Аномалии теплового расширения в точке Кюри; термодинамическая взаимосвязь объемных и упругих аномалий ферромагнетика с магнитострикционными и магнитоупругими эффектами в области парапроцесса При приближении к точке Кюри, где величина самопроизвольной намагниченности и связанные с ней объемные эффекты претерпевают наиболее резкие изменения, аномалии теплового расширения, а также упругости особенно велики. Пользуясь термодинамикой, без всяких предположений модельного характера, можно получить ряд общих соотношений, связывающих эти аномалии с магнитострикционными и магнитоупругими эффектами, измеренными в области Кюри, где все поведение ферромагнетика почти полностью определяется паранроцессом. Воспользуемся для этого (так же как и в гл. III, § 5) теорией фазовых переходов второго рода. Согласно последней мы должны положить, что в точке Кюри отсутствуют скачки энтропии S, объема V и самопроизвольной намагниченности 4, т. е. Д5 = 0, ДУ = 0 и Д4 = 0. Вводя независимые переменные: давление Р, температуру Т и магнитное поле Я, мы можем написать: iw), (й),. / ~о- р § 5] АНОМАЛИИ ТЕПЛОВОГО РАСШИРЕНИЯ В ТОЧКЕ КЮРИ 173 где Д(в = Ду-j -скачок коэффициента объемного расширения в точке Кюри. Как видим, аномалия теплового расширения ферромагнитного металла может быть выражена через скачки чисто магнитных величин: магнитострикции пара- процесса [jfj) > восприимчивости {jfj и температурного коэффициента намагниченности насыщения Так где - - изменение намагниченности Ig с давлением; далее из (77) и (78) при Я = const, следует: ДС = д№ где Д!; = Д i - скачок коэффициента упругого сжа- тия в точке Кюри. Подставляя в последнее выражение Д(в из (80), имеем: AC = -JJ. (81) Вводя в формулах (77) и (78) вместо давления Р одностороннее растяжение о и вместо объема V длину тела / dh 1 dl и используя соотношение ~YdH получим выражения для скачков коэффициента линейного расширения 1 [ёГ 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 [55] 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 |