Приглашаем посетить сайт

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах
МАГНИТНЫЙ ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД

МАГНИТНЫЙ ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД

МАГНИТНЫЙ ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД - фазовый переход, при к-ром изменяется магн. фаза, т. е. макроскопич. состояние всей или части магн. подсистемы твёрдого тела (см. Магнетизм). Магн. фазы характеризуются параметрами магнитного упорядочения, по их изменению идентифицируются фазовые переходы. М. ф. п. могут быть обусловлены изменением только темп-ры Т (спонтанные М. ф. п.), давления Р или внеш. магн. поля Н (индуцированные М. ф. п.), концентрации магн. ионов х (концентрационные М. ф. п.) и др. термодинамич. параметров. Различают М. ф. п. 1-го рода (когда параметр магн. упорядочения изменяется скачком) и М. ф. п. 2-го рода (с плавным изменением параметров упорядочения).

Типичными примерами М. ф. п. могут служить: температурные переходы ферромагнитной (ФМ) фазы в парамагнитную (ПМ) в Кюри точке;антиферромагнитной (АФМ) фазы в парамагнитную в Нееля точке; индуцированные внеш. магн. полем переходы от АФМ-фазы к спин-флоп-фазе (см. Ориентационные фазовые переходы )и далее к ПМ-фазе; концентрац. переходы ФМ-фазы в фазу спинового стекла (СС) и т. п. Магн. фазы иногда сосуществуют с др. упорядоченными фазами, так что М. ф. п. могут сопровождаться структурными, сверхпроводящими, сегнетоэлектрическнми и др. фазовыми переходами (см., напр., Магнитные сверхпроводники).

Магнитные фазы и параметры упорядочения. Магн. свойства вещества на микроскопич. уровне описываются распределением магн. момента по узлам решётки кристалла или его непрерывным распределением . Локальным параметром упорядочения служит квантовостатистич. величина ; набор величин , в пределе при переходящих в , для всех узлов в регулярных (с дальним порядком) магн. фазах - ФМ, АФМ и др. (или вероятностей их распределения в нерегулярных магн. фазах - СС и др.) полностью характеризуют эти фазы. Для описания магн. состояния регулярной фазы достаточно одного или неск. глобальных параметров дальнего упорядочения. К их числу относится, напр., намагниченность в расчёте на узел, где - термодинамич. величина, называемая результирующей намагниченностью (суммирование идёт по всем N эквивалентным магн. ионам). Соответственно, при наличии двух или более магнитных подрешёток А, В,. . . глобальными параметрами упорядочения служат уд. намагниченности или их проекции на кристаллографич. оси; в АФМ-фазе используются также параметры и

Конкретный вид распределения определяется минимизацией квантовомеханич. ср. энергии магне-тика в осн. состоянии при Т=0. (или свободной энергии при Т0) с учётом взаимодействия с внеш. магн. полем, дополнит. условия нормировки и требований магнитной симметрии магнетика. Влияние размеров и формы реальных образцов с доменной структурой, а также магн. диполъ-диполъного взаимодействия в них проявляется в том, что на поверхности образца возникают размагничивающие поля и изменяются условия устойчивости фаз.

Простейшая (полностью неупорядоченная) магн. фаза наз. парамагнитной и характеризуется тем, что магн. моменты во всех узлах испытывают тепловые флуктуации, так что в отсутствие внеш. магн. поля (H=0) все . В ПМ-фазе полностью отсутствует спонтанный дальний магн. порядок, т. е. при любой темп-ре Т (если H=0). Кроме того, в идеальном парамагнетике, если пренебречь взаимодействием между магн. моментами, при всех значениях Н и Т отсутствует также и к.-л. ближний магн. порядок (см. Парамагнетизм). Любая магнитоупорядоченная фаза при достаточно высоких темп-pax и (или) малых концентрациях магн. ионов переходит в состояние, близкое к ПМ-фазе.

Традиционными и наиб. изученными упорядоченными магн. фазами являются ферро-, антиферро-, ферри (ФИМ)- и гелимагнитная (ГИМ) фазы (см. Магнитная атомная структура). Характер магн. упорядочения в них определяется конкуренцией обменного взаимодействия J_ij, магнитной анизотропии D_i (как правило, одноосной) и зеемановского взаимодействия локальных магн. моментов с внеш. магн. полем Н. В нек-рых магнетиках слабые релятивистские взаимодействия в АФМ-фазе приводят к т. н. взаимодействию Дзялошинского - Мория J _дМ и возникает слабоферромагнитная (СФМ) фаза (см. Слабый ферромагнетизм). В магнетиках со сложной кристаллографич. структурой (напр., ферритах-гранатах, ортоферритах, см. Ферриты )возможно наличие трёх и более магн. подрешёток и, соответственно, значит. число разл. магн. фаз, как правило, неколлинеарных ("угловых"). В низкоразмерных магнетиках (квазиодномерных, плaнарных, слоистых) обменное взаимодействие характеризуется сильной анизотропией по кристаллографич. направлениям и дальний магн. порядок не всегда существует. Такие магнетики описываются, напр., т. н. топологич. упорядочением Костерлитца-Таулеса [13] или только ближним магн. порядком.

Весьма сложные магнитоупорядоченные, но нерегулярные магн. фазы возникают в кристаллич. или аморфных веществах при случайной ориентации осей анизотропии и (или) при случайных переменах знака параметра обменного взаимодействия I_ij. Эта ситуация реализуется, напр., благодаря дальнодействующему РККИ-обменному взаимодействию или диполь-дипольному взаимодействию в структурно неупорядоченных или аморфных образцах. Подобные фазы носят общее наименование спиновых стёкол и характеризуются т. н. фрустрацией магн. моментов, т. е. невозможностью одноврем. минимизации энергий всех обменных связей, и вследствие этого хаотич. "замороженностью" моментов в узлах решётки. Эти фазы не являются термодинамически равновесными, они ме-тастабильны. В одной из моделей спиновых стёкол в качестве параметра упорядочения рассматривается параметр Эдвардса - Андерсона [иногда отдельно рассматриваются параметры (продольный) и (поперечный) по отношению к к.-л. выделенной оси]; черта в выражении для q означает усреднение с соответствующим статистич. весом по всем случайным магн. конфигурациям.

Схематич. классификация нек-рых магн. фаз (как регулярных, так и нерегулярных) приведена в табл. 1.

Общие свойства и классификация М. ф. п. Анализ М. ф. п. проводится обычно с помощью магн. фазовых диаграмм (МФД), к-рые строятся в координатах Т, Р, Н, х и др. и могут быть многомерными; примеры таких диаграмм изображены на рис. 1-8 и описаны ниже в тексте. Наиб. употребительны двумерные МФД в переменных магн. поле - темп-pa (, Т), где - соответственно продольно или поперечно ориентированное относительно оси анизотропии внеш. магн. поле, а также МФД в переменных концентрация - темп-pa ( х, Т). Магн. фазы на МФД отделены друг от друга линиями - фазовыми границами, пересекающимися в т. н. поликритических точках.

Рис. 1. МФД ферромагнетика типа ЛО в поперечном магнитном поле: 1 - угловая фаза; 2 - ПМ-фаза; - критическое поле; Т _с - точка Кюри. Фаза ЛО реализуется при Н = 0, T<T _с. Фаза ЛП при T = 0, HH _кр.

М. ф. п. 1-го рода происходят между фазами любой магн. симметрии, допустимой в данном магнетике. В случае М. ф. п. 2-го рода магн. группа низкосимметричной (и, как правило, низкотемпературной) фазы является подгруппой магн. группы высокосимметричной фазы.

Для М. ф. п. 1-го рода характерны метастабильные и гистерезисные (по темп-ре) явления, а также имеет место магн. аналог Клапейрона-Клаузиуса уравнения[напр., на МФД в переменных ( Н, Т), где и - скачки энтропии и намагниченности при переходе через фазовую границу, на к-рой берётся производная]. На основе обобщения Эренфеста уравнений на случай М. ф. п. можно получить и ряд др. соотношений для скачков термодинамич. величин (в частности, объёмной магнитострикции парапроцесса).

Реальный М. ф. п. 1-го рода в ограниченных по размерам магнетиках сопровождается иногда возникновением т. н. промежуточного состояния и соответственно межфазных границ, разделяющих существенно различные магн. фазы (напр., ФМ- и ПМ-фазы, что резко отличает эти границы от доменных границ) и влияющих на гистерезисные и др. явления.

Все М. ф. п. сопровождаются особенностями (аномалиями) в поведении на фазовых границах как магн., так и немагн. термодинамич. величин - намагниченности М, восприимчивости , теплоёмкости С, упругих модулей Е, G, а также уд. объёма V, энтропии S. Трудность в эксперим. получении и интерпретации этих результатов состоит в выделении магн. вкладов в изменение соответствующих термодинамич. величин. Конечность размеров образца приводит к "размытости" М. ф. п. и сглаживанию всех связанных с ними аномалий.

Одной из наиб. важных термодинамич. характеристик М. ф. п. является поведение обобщённой восприимчивости магнетика (F - свободная энергия, - обобщённое поле). Восприимчивость определяет линейный (за исключением случая спиновых стёкол) отклик параметра упорядочения на* включение термодинамически сопряжённого ему обобщённого поля [13]. Величина совпадает с обычной начальной магн. восприимчивостью только в простейшем случае однородной ФМ-фазы; в более сложных случаях (АФМ-, ГИМ-, СС-фазы и др.) величина в точке М. ф. п. имеет расходимость , а величина испытывает лишь излом. Для М. ф. п. характерны также динамические аномалии, прежде всего, обращение в нуль частоты т. н. мягкой моды, т. е. однородных колебаний соответствующего параметра упорядочения, что свидетельствует о потере термодинамич. устойчивости данной фазы. Кроме того, при М. ф. п. наблюдается критич. замедление всех кинетич. и релаксац. явлений (см. Критические явления), а также аномальное возрастание как величины флуктуации параметра порядка, так и радиуса корреляции флуктуации.

Спонтанные М. ф. п. по температуре связаны с нагревом (охлаждением) магнетика и обычно рассматриваются при его пост. составе, пост. давлении и в отсутствие внеш. магн. поля. К таким переходам относятся прежде всего М. ф. п. типа порядок- беспорядок из к.-л. магнитоупорядоченной фазы в ПМ-фазу (с обращением в нуль соответствующего параметра упорядочения). Они происходят при темп-рах, при к-рых тепловое разупорядочивающее движение магн. моментов начинает преобладать над упорядочивающим влиянием взаимодействий между ними: в Кюри точке Т _С в случае М. ф. п. вида ФМ ПМ и в Нееля точке Т _N в случае переходов АФМ ПМ. Обычно эти М. ф. п. относят ко 2-му роду, однако благодаря зависимости обменного интеграла от уд. объёма и сжимаемости решётки при достаточно больших (напр., в ФМ MnAs и АФМ CrAs) они могут стать М. ф. п. 1-го рода (т. н. механизм Бина - Родбелла [6]).

Весьма распространены и более сложные спонтанные М. ф. п. типа порядок-порядок с изменением характера параметра упорядочения; к ним относятся прежде всего метамагн. переходы вида ФМ-АФМ. В FeRh и нек-рых сплавах на основе Мn они происходят, возможно, за счёт механизма обменной инверсии Киттеля, т. е. смены знака эффективного обменного интеграла J(T )за счёт теплового расширения решётки, тогда как в магн. редкоземельных (РЗМ) полупроводниках EuSe (или EuTe) и CeSb они обусловлены многоспиновым обменом и, возможно, к.-л. иными видами обмена [8]. Существуют также "многоступенчатые" М. ф. п. типа порядокпорядок; они характерны, напр., для чистых РЗМ-элементов (ФМ-спираль АФМ-спираль ПМ в Но и др.). В ряде ферримагнетиков (напр., интерметаллич. соединениях RFe₂, где R - РЗМ-элемент) благодаря разл. температурной зависимости намагниченностей подрешёток и возникает точка компенсации Т _к, в к-рой m=0.

Спонтанные cпин - (пере) ориентационные фазовые переходы, при к-рых параметр порядка т (или l )изменяет ориентацию относительно осей кристалла, происходят за счёт температурной зависимости константы анизотропии К₁( Т )при достижении темп-р, где K₁( Т )меняет знак. При этом род перехода зависит от знака константы анизотропии более высокого порядка К ₂( Т);. напр., переход в Gd от неколлинеарной (конусной, или угловой) ФМ-фазы к коллинеарпой ФМ-фазе (с направлением намагниченности вдоль оси лёгкого намагничивания) является М. ф. п. 2-го рода. Вообще спонтанный М. ф. п. в ферро- или антиферромагнетике от фазы "лёгкая ось" (ЛО) к фазе "лёгкая плоскость" (ЛП) может происходить как один переход 1-го рода ( К₂<0). или как последовательность двух переходов 2-го рода (K₂>0) (во втором случае - через угловую фазу, для к-рой параметром упорядочения служит угол между вектором m и осью z). М. ф. п. первого типа между фазами СФМ - АФМ происходит в Марина точке T _м (напр., в гематите -Fe₂0₃ и РЗМ-ортоферрите DyFe0₃); М. ф. п. второго типа имеет место, напр., в РЗМ-ортоферритах на основе Sm и Тт.

В неупорядоченных магн. соединениях и сплавах (напр., CuMn, AuFe) в определённых интервалах концентрации магн. ионов возможен М. ф. п. между фазами ПМ-СС в т. н. точке замерзания T _сс, а также более сложный двойной температурный переход ПМ-ФМ-СС (напр., в тройных системах Eu-Sr-S, Fe-Ni-Cr).

Индуцированные М. ф. п. происходят в магнетике (в условиях T=const и x=const) при наложении внеш. магн. поля или давления (в последнем случае, как правило, при одноосном сжатии).

Внеш. магн. поле Н может вызвать перестройку осн. состояния магнетика - индуцированный спин-(пере)ориентац. переход. Подобные М. ф. п. происходят по достижении определённых критич. значений поля . и сопровождаются изменением магн. симметрии - изменением ориентации векторного параметра упорядочения или его типа (напр., в антиферромагнетике).

Температурная зависимость H _кр(T )изображается на плоскости ( Н, Т )линией, являющейся фазовой границей и описывающей зависимость критич. темп-ры от магн. поля. При достаточно высоких темп-рах и НО любая магнитоупорядоченная фаза переходит в ПМ-фазу; то же происходит при любых Т в достаточно сильных полях. В обоих случаях возникающая фаза является магнитонасыщенной ("квазиферромагнитной"), т. к. обладает отличной от нуля намагниченностью М( Н)0.

В простейшем случае ферромагнетика типа ЛО под влиянием поля происходят два М. ф. п. 2-го рода: сначала при в угловую фазу, а затем по достижении - в фазу ЛП (рис. 1). Более сложная перестройка при Т=0 происходит в двух- или многоподрешёточных магнетиках с разл. величинами знаками параметров обмена и анизотропии. Haпp., в антиферромагнетике типа ЛО (J<0, D>0) со слабой анизотропией (MnF₂, ортоалюминат GdAlO₃) в продольном магн. поле происходят два последовательных М. ф. п. (рис. 2,о): при - М. ф. п. 1-го рода АФМ-СФ ("разворот" подрешёток), где СФ - спин-флоп, или угловая фаза; при происходит М. <ф. п. 2-го рода СФ-(квази)ФМ ("схлопывание" подрешёток). При отрицат. значениях константы анизотропии более высокого порядка (напр., в K₂MnF₄, СоВr₂*2Н ₂ О) переход АФМ-СФ может происходить в виде последовательности двух М. ф. п. 2-гo рода через промежуточную угловую фазу, в к-рой угол вектора l с осью анизотропии плавно изменяется от нуля до . В наклонном поле, т. е. при наложении наряду с также поля , соответствующая МФД принимает вид, изображённый на рис. 2 б, при этом бикритическая точка А (рис. 2, а) становится тетракритической точкой В.

Рис. 2. МФД для антиферромагнетика типа ЛО в магнитном поле: а) слабая анизотропия, продольное поле: 1- АФМ-фаза; 2 - СФ-фаза: 3 - квазиФМ-фаза; - первое и второе критические поля; б) слабая анизотропия, наклонное поле: В - тетракритическая точка; заштрихованная горизонтальная "полочка" соответствует области СФ-переходов; в) сильная анизотропия, продольное поле: 1 - АФМ-фаза; 2 - квазиФМ-фаза; - критическое поле метамагнитного М. ф. п.; С - трикритическая точка. Заштрихована метастабильная область между границами фаз устойчивости 1 и 2.

В случае сильной анизотропии ( - т. н. "изинговский предел") в двухподрешёточных антиферромагнетиках е ферромагн. обменом внутри подрешёток (напр., в РЗМ-фосфатах RPO₄, где R = Dy, Тb, Но, или слоистом FeCl₂) при при T=0 происходит лишь один (т. и. метамагнитный) М. ф. п. 1-го рода АФМ -(квази) ФМ (см. Метамагнетик); с ростом темп-ры переход становится всё более плавным и по достижении трикрит и ческой точки С (рис. 2, в) он сменяется М. ф. п. 2-го рода. Если обмен внутри подрешёток антиферромагнитный [напр., в РЗМ-алюминатах (галатах) со структурой граната типа Dy₃Al₅ (или Ga₅)O₁₂], то магн. подсистема становится неустойчивой и метамагн. переход происходит через промежуточную ферримагнитную (спин-флип) фазу с образованием многоподре-шёточной магн. сверхструктуры.

Внеш. магн. поле существенно влияет па характер спонтанных (прежде всего ориентационных) М. ф. п. в магнетиках, описываемых многокомпонентным параметром упорядочения (напр., двумя векторами и ) намагниченностей редкоземельной (R) и железной (Fe) подрешёток в РЗМ-ферритах со структурой гранатов типа R₃Fe₅O₁₂]. МФД для изотропных поликристаллич. образцов двухподрешёточных ферритов-гранатов R₃Fe₅O₁₂ изображена на рис. 3, а. Влияние даже слабой одноосной анизотропии в монокристаллич. образцах особенно существенно вблизи темп-ры компенсации Т _к, где оба критич. поля изотропного образца обращаются в нуль; соответствующая МФД для случая поперечного поля изображена на рис. 3, б.

Рис. 3. МФД двухподрешёточного ферримагнетика во внешнем магнитном поле (на примере РЗМ-ферритов типа R₆Fe₅O₁₂): а) изотропный случай; б) анизотропия типа ЛО, поперечное поле: 1 - ФИМ-фаза; 2 - скошенная АФМ-фаза; 3 - АФМ-фаза; ПМ-фаза; - первое и второе критические поля; Т _к - точка компенсации; - векторы удельной намагниченности R- и Ге-подрешёток. Пунктиром обозначена линия, на которой m_R обращается в нуль [5].

Наложение внеш. давления Р[при r=const и в отсутствие магн. поля (H=0)] индуцирует М. ф. п. посредством двух механизмов: обменно-стрикционного (Бина - Родбелла) и обменнокристаллического. В первом случае при <0 давление Р устраняет М. ф. п. 1-го рода; при (что характерно для большинства магнетиков) любое индуцирует М. ф. п. 1-го рода ФМ-ПМ, исчезающий выше критич. давления P_KP. При дальнейшем возрастании Р (напр., в интерметаллич. соединении MnAs) возникает АФМ-фаза с М. ф. п. 2-го рода АФМ -ПМ; затем происходит структурный фазовый переход и возникает новая ФМ-фаза с соответствующим М. ф. п. 2-го рода ФМ-ПМ (рис. 4). Во всех случаях барич. производная критич. темп-ры ~; её знак может меняться в разл. областях изменения давления. При изоструктурном замещении (напр., MnAs MnSb) постоянная решётки возрастает, т. е. имеет место эффект, эквивалентный наложению отрицат. давления (растяжению образца); при этом М. ф. п. ФМ-ПМ (напр., при в MnSb) вновь становится переходом 2-го рода.

Рис. 4. МФД для двухподрешёточногомагнетика, находящегося под действием одноосного внешнего сжатия (на примере MnAs): 1 - ФМ1-фаза (высокоспиновая) низкого давления; 2 - ПМ-фаза; 3 - АФМ-фаза; 4 - ФМП-фаза (низкоспиновая) высокого давления (фазы 1 и 4 отличаются типом кристаллической структуры); Р _кр- критическое давление; T_C(N)- точки Кюри (Нееля). Заштрихована область метастабильности между границами устойчивости фаз 1, 2 и 3 (А, В - соответственно нижняя и верхняя границы). Пунктиром обозначена граница структурного фазового перехода [6].

Существенно, что при значениях темп-ры Т и давления Р в метастабильной области МФД на рис. 4 для MnAs (где её границы от 2 до 6,5 кбар) или его сплавов с переходными 3d -металлами наложение внеш. магн. поля ( Т, Р )индуцирует необратимый М. ф. п. из ПМ- или АФМ-фазы в ФМ-фазу. Особенно велика роль внеш. магн. поля, когда Р _кр<0 и ФМ-фаза при всех давлениях является "скрытой", т. е. спонтанно не реализуется, что наблюдается, напр., в сплавах MnFe_x (или Co_x)As при х0,01. В этом случае наложение Н приводит к смещению всей МФД в область положит. давлений и делает ФМ-фазу доступной наблюдению.

Концентрационные М. ф. п. происходят при неизменных значениях темп-ры Т, магн. поля Н и давления Р и характерны для сложных магн. соединений переменного состава и, как правило, неупорядоченной атомной структуры (аморфных магнитных диэлектриков и магнитных полупроводников, металлических стёкол и т. п.). При изменении концентрации х примесных магн. ионов изменяется характер эффективного прямого или косвенного (в т. ч. РККИ-) взаимодействия, что обычно приводит при T=0 к двум М. ф. п. при достижении критич. значений . В обоих случаях при магн. ионы являются почти изолированными ("режим одиночной примеси"), и в магнетике реализуется слабомагн. ПМ-фаза (рис. 5) или кондо-фаза (рис. 6, см. также Koндo-эффект). При достижении т. н. предела разбавления между примесными моментами возникают конкурирующие обменные взаимодействия и магнетик переходит в СС-фазу. С дальнейшим увеличением х возрастает роль прямого обмена и тенденция к образованию магн. кластеров; наконец, при достижении , т. н. предела перколяции (протекания), устанавливается дальний магн. порядок: сначала смешанная асперомагн. фаза (см. Сперомагнетизм), а затем чистая АФМ- или ФМ-фаза.

Рис. 5. МФД для диэлектрического сплава на примере : 1 - ПМ-фаза; 2 - СС-фаза; 3 - ФМ-фаза; А - тройная точка; - критические значения концентрации [И].

Рис. 6. МФД бинарного металлического сплава благородного металла с переходными: 1 - ПМ-фаза; 2 - кондо-фаза; 3 - СС-фаза; 4 - асперомагнитная фаза: 5 - ФМ- или АФМ-фаза; Т _k- температура Кондо; Т _сс - температура замерзания; ^T_C(N) -температура Кюри (Нееля); - предел разбавления; - предел перколяции [11].

При Т0 фазовые границы определяются температурными зависимостями или, что то же, кон-центрац. зависимостями темп-р замерзания спинового стекла и точек Кюри (Нееля) , пересекающимися в тройной точке А, выше к-рой СС-фаза вообще не возникает. В случае МФД на рис. 6 имеется, кроме того, фазовая граница , соответствующая переходу из кондо-фазы в ПМ-фазу; эта МФД характерна, напр., для разбавленных твёрдых растворов типа АВ _Х с РККИ-взаимодействием, где А - благородный металл (Аu, Ag, Pt), образующий диамагн. матрицу, В - переходный З d -металл (Fe, Ni, Co). Кондо-фаза возникает в примесных металлич. магнетиках благодаря эффекту Кондо, состоящему в частичной экранировке (компенсации) магн. момента примесных d -ионов за счёт их антиферромагнитного s - d -обменного взаимодействия со спинами s-элект-ронов проводимости. Кондо-фаза переходит в СС-фазу при 10^-4, тогда как для ФМ-фазы в AuFe0,17, для АФМ-фазы в CuMn 0,45.

Концентрац. метамагнитные (см. Метамагнетик )М. ф. п. 1-го рода ФМ-АФМ осуществляются в (квази) бинарных концентрир. сплавах ФМ- и АФМ- 3d -металлов, напр. в (или Ni₁__x) (рис. 7), нек-рых сталях (М=Мn, Сr, V; a=const), а также в Мn_1-x Сr_xSЬ и Fe(Pd_xPt₁__x)₃ при значениях 0,5. Конкуренция прямых ФМ- и АФМ-взаимодействий (соответственно, J₁ >0 в первой и J₂<0 во второй координац. сферах, ) и вызванная ею фрустрация приводят к концентрац. М. ф. п. в диэлектрич. сплаве Eu_xSr_1-xS, причём 0,1, 0,5 (при х-0образец - идеальный диамагнетик, при x=1 - ферромагнетик); то же верно для ряда легиров. магнетиков со структурой граната. Концентрац. М. ф. п. типа ПМ-СС происходят также в сложных полупроводниках, напр. во "фрустрированных" тройных халькогенидных сплавах с широкой (Cd_1-xMn_xTe)и узкой (Hg_1-xMn_xTe или Se) запрещёнными зонами, где преобладающим при 0,16 является прямое антиферромагн. взаимодействие ионов Мn²⁺ (рис. 8). В сплавах первого типа в пределе больших концентраций ( х0,7) реализуется АФМ-фаза, к-рая не обнаруживается в сплавах второго типа. Существенно, однако, что в узкощелевом полупроводнике Hg_1-xMn_xTe в пределе малых концентраций ( х0,08) возможно существование ещё одной СС-фазы благодаря механизму косвенного РККИ-обмена за счёт виртуальных межзонных переходов электронов из валентной зоны в зону проводимости; тот же результат достигается наложением внеш. давления Р Р _кр, создающим при z0 бесщелевое состояние, характерное для случая х =0. В ряде магнетиков изменение концентрации х, подобно магн. полю Н и давлению Р, может приводить к изменению рода перехода. В сплаве Оу _Л.У ₁_ _Л.Со ₂, напр., переход ФМ- ПМ при x<x _кр имеет 2-й род, а при x>x _кр - 1-й, так что х _кр - трикритич. точка. Значит. интерес представляют также концентрац. М. ф. п. в сплавах, обнаруживающих сосуществование магнетизма и сверхпроводимости (см. Магнитные сверхпроводники).

Рис. 7. МФД для интерметаллического сплава 3d -переходных ферро- и антиферромагнетиков: 1 - ПМ-фаза; 2 - СС-фаза; 3 - ФМ-фаза; 4 - АФМ-фаза; А-тетракритическаяточка; T _сс- температура замерзания; T_C(N) - точка Кюри (Нееля) T _С(N) [11].

Рис. 8. МФД для полумагнитных узкощелевых полупроводников (на примере Hg_1-xMn_xTe): 1 - ПМ-фаза; 2 - CCI-фаза; 3 - ССII-фаза; х _кр. -критическая концентрация [12].

Теория М. ф. п., как и всех фазовых переходов, основана на общих принципах и методах термодинамики и квантовой статистической физики, но из-за трудностей математич. характера в законченном виде ещё не построена. К числу наиб. употребительных приближённых методов теории относится метод молекулярного поля Вейса (см. Среднего поля приближение )или эквивалентные ему вариац. принцип для свободной энергии Н. Н. Боголюбова и феноменологич. теория фазовых переходов Л. Д. Ландау (последняя основана на рaзложении свободной энергии магнетика вблизи точки М. ф. п. по степеням параметра упорядочения). При описании широкого класса М. ф. п. в рамках теории Ландау весьма полезен метод термодинамич. коэффициентов Аррота - Белова - Нокса (графики зависимости Н/М от М²); с их помощью, в частности, удобно определять положение точек М. ф. п. Указанные методы дают в целом правильное качеств. описание М. ф. п., особенно в магнетиках со сложной атомной и магн. структурой; физически они исходят из представления о бесконечном радиусе обменного взаимодействия и формально соответствуют предельному переходу , где d- размерность решётки магн. моментов.

Более точное количеств. описание, учитывающее конечный радиус r₀ обменного взаимодействия, достигается с помощью разл. вариантов теории возмущений (напр., разложения по степеням ) и соответствующей диаграммной техники для спиновых операторов [3]. Хорошие результаты даёт также метод ур-ний движения для двухвременных температурных Грина функций, приводящий к самосогласованному описанию статич. и динамич. свойств магнетиков в ширoком интервале темп-р [4].

Наиб. точное описание критич. поведения термодинамич. величин магнетика в окрестности М. ф. п. достигается с помощью метода ренормализационной группы, основанного на представлении о масштабной инвариантности (гипотезе подобия, или скенлинге) и позволяющего регулярным образом учесть флуктуации параметра магн. упорядочения [7]. С помощью этого метода удаётся с хорошей точностью вычислить т. н. критические показатели (индексы) вблизи (поли) критич. точек для разл. моделей ( Изинга модель; поперечной, или ХУ-модели; Гейзенберга модель), характеризующихся разл. размерностью п параметра упорядочения (соответственно n=1, 2, 3); при этом возможен учёт и разл. значений эффективной (не обязательно целочисленной) размерности решётки d. Обычно рассматривают положит. критич. показатели к-рые удобнее всего определить на примере спонтанного М. ф. п. ФМ - ПМ: при параметр упорядочения обращается в нуль, , тогда как восприимчивость , уд. теплоёмкости С _н, CM и радиус корреляции флуктуации параметра упорядочения имеют неаналитич. расходимости: . Кроме того, при =0 существен показатель критич. изотермы парапроцессаи асимптотика парной спиновой корреляц. ф-ции (см. табл. 2).

Табл. 2. -Экспериментальные значения критических показателей моделей [3] с n = l, 2, 3, для трёхмерной решётки d=3

Метод ренормгруппы даёт значения характеристик М. ф. п., очень близкие к экспериментальным, тогда как расчёты по методу среднего поля дают результаты, существенно отличающиеся от экспериментальных и не чувствительные к величинам п и d.

Критич. показатели связаны друг с другом и с размерностью решётки в силу ряда термодинамич. соотношений типа условий устойчивости магн. фазы, напр. . Поэтому, как правило, только два из них (напр., т] и v) являются независимыми. Критич. показатели отражают глобальную

Рис. 9. Классы универсальности - линии постоянного значения критического индекса в плоскости (н, d )размерностей параметра порядка п и кристаллической решётки d, вычисленные методом ренормгруппы; заштрихованные участки соответствуют реальным магнетикам [13].

структуру физ. модели магнетика и остаются неизменными в пределах т. н. классов универсальности, описываемых соответствующими "траекториями" в плоскости ( п, d )(для индекса они указаны на рис. 9). Для каждого типа модели п существует т. н. низшая критическая размерность d _кр, при к-рой М. ф. п. перестаёт существовать, причём d _кр тем выше, чем выше симметрия (степень вырождения) данной модели. Так, d _кр=1 для модели Изинга, d_kp=2 - Гейзенберга и d_kp= 4 для модели спинового стекла (последнее указывает на трудности определения истинного характера перехода в СС-фазу в реальном случае d=3). Для более сложных М. ф. п. и МФД с поликритич. точками критич. индексы перенормируются и происходит явление кроссовера, т. е. изменение критич. индексов при переходе из изоморфной критич. области в неизоморфную по к.-л. набору параметров.

Лит.:1) Белов К. П., Магнитные превращения, М., 1959; 2) Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; 3) Изюмов Ю. А., Кассан-оглы Ф. А., Скрябин Ю. Н., Полевые методы в теории ферромагнетизма, М., 1974; 4) Тябликов С. В., Методы квантовой теории магнетизма, 2 изд., М., 1975; 5) Ориентационные переходы в редкоземельных магнетиках, М., 1979; 6) Завадский Э. А., Вальков В. И., Магнитные фазовые переходы. К., 1980; 7) Паташинский А. 3., Покровский В. Л., Флуктуационная теория фазовых переходов, 2 изд., М., 1982; 8) Нагаев Э. Л., Аномальные магнитные структуры и фазовые переходы в негейзенберговских магнетиках, "УФН", 1982, т. 136, с. 61; его же, Магнетики со сложными обменными взаимодействиями, М., 1988; 9) Камилов И. К., Алиев X. К., Фазовые переходы второго рода в ферромагнетиках в слабых магнитных полях вблизи точки Кюри, "УФН", 1983, т. 140, с. 639; 10) Xёрд К. М., Многообразие видов магнитного упорядочения в твердых телах, пер. с англ., "УФН", 1984, т. 142, с. 331; И) Муdоsh J. A., Nieuwenhuys G. J., Dilute transition metall alloys; spin glasses, в кн.: Ferromagnetic materials, ed. by E. P. Wohlfarth, v. 1, Amst., 1980, ch. 2; 12) Ляпилин И. И., Цидильковский И. М., Узкощелевые полумагнитные полупроводники, "УФН", 1985, т. 146, с. 35: 13) Уайт Р., Квантовая теория магнетизма, пер. с англ., 2 изд., М., 1985; 14) Редкоземельные ионы в магнитоупо-рядоченных кристаллах, М., 1985; 15) Изюмов Ю. А., Дифракция нейтронов на длиннопериодических структурах, М., 1987; см. также лит. при ст. Фазовые переходы. Ю. Г. Рудой.