МОЛЕКУЛЯ́РНОЕ ПО́ЛЕ

МОЛЕКУЛЯ́РНОЕ ПО́ЛЕ, эф­фек­тив­ное маг­нит­ное по­ле на­пря­жён­но­стью $\boldsymbol {H^*}$ в маг­не­ти­ке, соз­да­вае­мое маг­нит­ны­ми мо­мен­та­ми на­маг­ни­чен­но­го ве­ще­ст­ва: $\boldsymbol {H^*}=λ \boldsymbol M$, где $\boldsymbol M$ – на­маг­ни­чен­ность ве­ще­ст­ва, $λ$  – по­сто­ян­ная M. п. Это со­от­ноше­ние вве­де­но в 1907 П. Э. Вей­сом

. Идея о су­ще­ст­во­ва­нии внутр. сил, обес­пе­чи­ваю­щих на­маг­ни­чи­ва­ние фер­ро­маг­не­ти­ков, впервые бы­ла вы­ска­за­на в 1892 Б. Л. Ро­зин­гом

 >>

. Вве­де­ние M. п. со­от­вет­ст­ву­ет за­ме­не пар­но­го взаи­мо­дей­ст­вия маг­нит­ных мо­мен­тов взаи­мо­дей­ст­ви­ем маг­нит­но­го мо­мен­та с не­ко­то­рым ср. маг­нит­ным по­лем, соз­да­вае­мым ос­таль­ны­ми мо­мен­та­ми. Осн. урав­не­ние тео­рии M. п. по­лу­ча­ют, под­став­ляя  $\boldsymbol {H^*}$ в вы­ра­же­ние для на­маг­ни­чен­но­сти па­ра­маг­не­ти­ка во внеш­нем маг­нит­ном по­ле на­пря­жён­но­стью  $\boldsymbol {H}$: $$M=Ngμ_{\text{Б}}JB_J(x),\qquad(1)$$ $$x=gμ_{\text{Б}}J(H+λM)/kT,$$  где $J$ – пол­ный маг­нит­ный мо­мент ио­на, $N$ – чис­ло маг­нит­ных ио­нов, $μ_{\text{Б}}$ – маг­не­тон Бо­ра, $g$ – мно­жи­тель Лан­де, $B_J(x)$ – функ­ция Брил­лю­эна, $k$ – по­сто­ян­ная Больц­ма­на, $T$ – темп-ра. Со­от­но­ше­ние (1) пред­став­ля­ет со­бой транс­цен­дент­ное урав­не­ние для на­маг­ни­чен­но­сти $M$ и име­ет ре­ше­ние $M≠ 0$ при $T{<}T_{\text{C}}$, где $T_{\text{C}}$ – кри­тич. темп-pa (точ­ка Кю­ри фер­ро­маг­не­ти­ка). Вы­ше $T_{\text{C}}$ фер­ро­маг­не­тик ста­но­вит­ся па­ра­маг­не­ти­ком с маг­нит­ной вос­при­им­чи­во­стью $χ (T)=M/H$, где $M$ со­от­вет­ст­ву­ет ре­ше­нию урав­не­ния (1) при $T≫T_{\text{C}}$. Ве­ли­чи­на $λ$ оп­ре­де­ля­ет­ся фор­му­лой: $$λ=θ/С=3kT_{\text{C}}/[Ng^2μ_{\text{Б}}^2J(J+1)],$$ где $θ$ – па­ра­маг­нит­ная темп-ра Кю­ри, $C$ – по­сто­ян­ная Кю­ри.

Оцен­ку ве­ли­чи­ны M. п. мож­но по­лу­чить, срав­ни­вая ре­зуль­та­ты тео­ре­тич. рас­чё­тов с экс­пе­рим. дан­ны­ми. Для $\ce{Fe}$ ($T_{\text{C}}≈$ 10³ К), напр., $λ≈$ 5000 и $H^*≈$ 4·10⁸ А/м. Та­кие боль­шие зна­че­ния $λ$ и $H^*$ не мо­гут быть объ­яс­не­ны маг­нит­ным взаи­мо­дей­ст­ви­ем маг­нит­ных мо­мен­тов, ко­то­рое да­ёт ве­ли­чи­ну $H^*$ по­ряд­ка 10⁵ А/м, что со­от­вет­ст­ву­ет $T_{\text{C}}≈$ 10^–1 К. В 1927 Я. Г. Дорф­ман

экс­пе­ри­мен­таль­но по­ка­зал, что М. п. име­ет не­маг­нит­ное про­ис­хо­ж­де­ние. При­ро­да M. п. ос­та­ва­лась не­по­ня­той вплоть до соз­да­ния кван­то­вой ме­ха­ни­ки. В 1928 В. Гей­зен­берг

 >>

пред­по­ло­жил, что по­ле $\boldsymbol {H^*}$ свя­за­но с об­мен­ной ча­стью элек­тро­ста­тич. взаи­мо­дей­ст­вия элек­тро­нов, за­ви­ся­щей от вза­им­ной ори­ен­та­ции их спи­нов (см. Об­мен­ное взаи­мо­дей­ст­вие

 >>

).

Тео­рия M. п. да­ёт ка­че­ст­вен­но пра­виль­ную кар­ти­ну по­ве­де­ния маг­нит­ных свойств вещества в ши­ро­ком ин­тер­ва­ле тем­пе­ра­тур. В совр. тео­рии маг­не­тиз­ма су­ще­ст­ву­ют другие, бо­лее точ­ные (но и бо­лее слож­ные) ме­то­ды, по­зво­ляю­щие учи­ты­вать кор­ре­ля­цию ме­ж­ду спи­на­ми, но, не­смот­ря на это, тео­рия M. п. ос­та­ёт­ся од­ним из осн. ме­то­дов рас­чё­та маг­нит­ных свойств сис­тем взаи­мо­дей­ст­вую­щих час­тиц.