молекулярное поле

МОЛЕКУЛЯРНОЕ ПОЛЕ - эффективное магн. поле H* в магнетике, создаваемое магнитными моментами намагниченного вещества:

(M - намагниченность вещества, l - постоянная M. п.). Соотношение (1) было введено П. Э. Вейсом (P. E. Weiss, 1907) в его теории магнетизма (ферромагнетизма; )известны также более ранние работы Б. Л. Розинга (1892) в этом направлении.

Введение M. п. соответствует замене парного взаимодействия магн. моментов взаимодействием магн. момента с нек-рым ср. магн. полем, создаваемым остальными моментами. В обобщённом смысле термин "М. п." (часто употребляется термин "ср. поле") имеет гораздо более широкое значение и используется во мн. разделах совр. физики как простейшее приближение для описания системы взаимодействующих частиц (см. Среднего поля приближение).

Для получения осн. ур-ния теории M. п. подставляют H* в выражение для намагниченности парамагнетика во внеш. магн. поле H:

где J - полный момент магн. иона, N - число магн. ионов, m_Б- магнетон Бора, g - Ланде множитель, B_J(x) - ф-ция Бриллюэна (см. Ланжевена функция ).Ф-ла (2) представляет собой трансцендентное ур-ние для намагниченности M и имеет нетривиальные решения M 0 при T < Т_с, где Т_с - критич. темп-pa, определяющая Кюри точку ферромагнетика.

Выше точки Кюри ферромагнетик становится парамагнетиком с магн. восприимчивостью c(T) = M/H, где M соответствует решению ур-ния (2) при T >> Т_с. Согласно Кюри закону, для парамагнетиков c = c_к = C/T, где С = Ng²m_Б² J(J + l)/3k - постоянная Кюри. В теории M. п. M = c_к (H + H*) = c_к (H + lM), M = c_к H/(1 - lc_к), откуда

Ф-ла (3) выражает Кюри - Вейса закон - зависимость магн. восприимчивости парамагнетиков от темп-ры в условиях взаимодействия магн. моментов. Здесь q = lС - парамагн. темп-pa Кюри, к-рая, вообще говоря, не совпадает с Т_с из-за отклонений c от закона Кюри - Вейса при приближении к Т_с. Величина l определяется ф-лой

Оценку величины M. п. можно получить, сравнивая результаты теоретич. расчётов с оксперим. данными. Для Fe (T_с 10³K), напр., l 5000 и H* 5^.10⁶ Э. Такие большие значения l и H* не могут быть объяснены электродинамич. взаимодействием носителей магн. моментов. Диполь-диполъное взаимодействие моментов даёт значение H* ~ 10³ Э, что соответствует Т_с~ 10^-1 К.

Природа M. п. оставалась непонятой вплоть до создания квантовой механики. В. Гейзенберг (W. Heisenberg, 1928) предположил, что поле H* связано с обменной частью эл--статич. взаимодействия электронов, зависящей от взаимной ориентации их спинов S:

где - энергия взаимодействия, А - т. н. обменный интеграл. Существование такого взаимодействия является следствием антисимметрии волновых функций электронов, т. е., в конечном счёте, Паули принципа .В приближении, учитывающем взаимодействие только ближайших Z соседей в кристаллич. решётке, усреднение по одному из спинов в (5) ( ~ M)приводит к выражениям

что даёт правильный порядок величин l и Т_с при значении А ~ 10^-13 эрг. В дальнейшем гипотеза Гейзен-берга развивалась в большом кол-ве работ в рамках модели локализованных (на узлах решётки) спинов (см. Гейзенберга модель).

Учёт обменного взаимодействия в теории M. п. для коллективизиров. электронов в металлах был проведён Э. Стонером (E. С. Stoner, см. Стонера модель ).Л. Неель (L. Neel, 1932) обобщил теорию M. п. на случай неск. магнитных подрешёток и рассмотрел термо-динамич. свойства ферримагнетиков и антиферромагнетиков.

Несмотря на грубый характер лежащих в основе теории M. п. приближений, она даёт качественно правильную картину поведения магн. свойств в широком интервале темп-р. Так, вблизи Т_с разложением в ряд по x<< 1 ур-ния (2) можно получить (при H = 0) соотношение:

к-рое следует также из теории фазовых переходов 2-го рода Ландау. Только сравнительно узкая область критических явлений лежит вне рамок теории M. п.

Для низких значений T (х >> 1) теория M. п. даёт M M₀[1 - 2 ехр(T/2q)], что количественно не согласуется с более точным приближением спиновых волн M М₀(1 - bT ^3/2) (Блоха закон трёх вторых, где M₀- макс. значение M при T = 0, b - постоянная для данного в-ва).