Ферромагнетики с низкой точкой кюри. Методы определения температуры кюри. Точка, точка, запятая, или Рождение эмотикона

Ферромагнетики – вещества, которые ниже определенной температуры (точки Кюри) обладают самопроизвольной намагниченностью, в отсутствии внешнего магнитного поля (х>1, при небольших t° обладает самопроизвольной намагниченностью, которая сильно изменяется под действием внешних сил, характерен гистерезис).

Магнитный гистерезис – отставание магнитной индукции от внешнего намагничивающего поля, обусловлено тем, что магнитная индукция зависит от ее предыдущего значения. Следствие необратимости процессов намагничивания.

Домен – макроскопическая область в магнитном кристалле, в которой ориентация вектора, спонтанной однородной намагниченности (при t° ниже точки Кюри) определенным образом повернута или сдвинута относительно направлений соответствующего вектора в соседних доменах.

Точка Кюри – температура фазового перехода II рода, связанного со скачкообразным изменением свойств симметрии вещества (в ферромагнетиках - магнитной).

У ферромагнетиков в силу большого параметра кристаллической решетки, в состоянии с сильным перекрыванием волновых функций электронов с антипараллельными спинами возникает энергия электростатического отталкивания, которая значительно увеличивает энергию системы в противовес минимуму энергии при выдавливании волновых функций электронов в отдельные состояния при параллельной ориентации спинов.

Свободные затухающие электромагнитные колебания.

Затухающие колебания – колебания, энергия кот. уменьшается с течением времени.

Характеризуются тем, что амплитуда колебаний А явл. убывающей функцией. Обычно затухание происходит под действием сил сопротивления среды, наиболее часто выражаемых линейной зависимостью от скорости колебаний или её квадрата.

–амплитудное значениезарядов в момент времени t = 0

45. Энерегетический колебательный контру. Свободные незатухающие электромагнитные колебания .

Электромагн. колебания – периодически изменяющиеся со временем электрические и магнитные величины в эл.цепи.

Идеальный колебательный контур – электр. цепь, состоит из катушки индуктивностью L и конденсатора емкостью С. (В реальном контуре присутствует сопротивление R). Электрическое сопротивление идеального контура = 0.

Свободные электромагнитные колебания в контуре – периодическое изменение заряда на обмотках конденсатора, силы тока и напр-я в контуре происходит без потребления энергии от внешних источников.

Т.о. возникновение свободных электромагнитных колебаний в контуре обусловлено перезарядкой конденсатора и возникновением ЭДС самоиндукции в катушке, которая обеспечивает это «перезарядку». Колебания происходят по гармонич. закону.

Можно записать как:

где $\overrightarrow{S_1}\overrightarrow{S_2}$ -- спины, электронов, которые взаимодействуют, $I_{ob}$ -- интеграл обменного взаимодействия. При $I_{ob}>0$ энергия взаимодействия минимальна в случае параллельных спинов. Она вызвана взаимодействием магнитного момента электрона (${\overrightarrow{p}}_m$) с магнитным полем (индукция обменного поля ${\overrightarrow{B}}_{ob}$) и определяется формулой:

Собственный магнитный момент электрона (${{\overrightarrow{p}}_m}^0$) связан со спином $\overrightarrow{S}\ $ соотношением:

где $q_e$, m -- заряд и масса электрона. Разделим и умножим правую часть выражение (1) на $\frac{q_e}{m}$, получим:

Положим, что второй электрон находится в магнитном поле, которое создает первый электрон, тогда следует записать:

Суммарная индукция магнитного поля складывается из индукции поля без обменного взаимодействия ($\overrightarrow{B}$) и индукции обменного поля (${\overrightarrow{B}}_{ob}$). Используя известные соотношения:

где $\overrightarrow{J}$ -- вектор намагниченности, $\varkappa $ -- магнитная восприимчивость, $\mu $ -- магнитная проницаемость, ${\mu }_0$ -- магнитная постоянная, $\overrightarrow{H}$ -- напряженность магнитного поля.

Если присутствует обменное взаимодействие, то формулу (10) можно обобщить до:

Пусть величина $\lambda $ -- постоянная обменного взаимодействия, тогда можно считать, что:

Подставим (12) в (11), получим:

Произведем замену:

где ${\varkappa }"$ характеризует восприимчивость с учетом обменного взаимодействия ($\varkappa =\frac{C}{T}$).

При $T > \lambda C$ вещество ведет себя как парамагнетик . Магнитная восприимчивость уменьшается при увеличении температуры. При $T=\lambda C$ в соответствии с (15) ${\varkappa }"\to \infty .$ Этот факт значит, что самые малые магнитные поля вызывают конечную намагниченность. Или иначе, при $T=\lambda C$ возникает спонтанная намагниченность, то есть парамагнетик переходит в ферромагнетик. Более точные теоретические изыскания показывают, что спонтанная намагниченность при $T=\lambda C$ возникает скачком, и при уменьшении температуры возрастает. То есть при $T

Температура Кюри. Закон Кюри -- Вейсса

Для любого ферромагнетика существует температура ($T_k$) при которой области спонтанной намагниченности распадаются и вещество теряет ферромагнитные свойства и становится парамагнетиком. Такая температура называется точкой Кюри (или температурой Кюри). Она для разных ферромагнетиков может существенно различаться. Так для железа $T_{kF_e}=768{\rm{}^\circ\!C}$, для никеля $T_{kN_i}=365{\rm{}^\circ\!C}$.

Магнитная восприимчивость ферромагнетика подчиняется закону Кюри -- Вейсса:

где величина $\lambda C=\theta $ называется температурой Кюри -- Вейсса. Теория показывает, что фазовый переход осуществляется не при температуре Кюри -- Вейсса, а близкой к ней. Иногда не делают различий между температурой Кюри, при которой происходит фазовый переход и температурой Кюри --Вейсса.

Пример 1

Задание: Используя функцию Ланжевена, покажите область спонтанной намагниченности ферромагнетика. Как связана спонтанная намагниченность и температура ферромагнетика?

Из теории Ланжевена можно получить для ферромагнетиков два следующих уравнения:

\ \

где $J_n$ -- намагничивание насыщения, $k$ -- постоянная Больцмана, $b$ -- постоянная Вейсса, $x=\frac{p_m(H+bJ)}{kT}$, $p_m$ -- магнитный момент. Первое уравнение удобно представить кривой Ланжевена ($OAA_0$) (рис.1). Уравнение (1.2) -- прямая СА, которая пересекает вертикальную ось в точке C, ордината которой в точке C равна -$\frac{H}{b}.\ $

Если температура ферромагнетика меньше температуры Кюри для него ($T \[\frac{kTn}{J_nb} В таком случае прямая AC пересечет кривую Ланжевена в точке А, ордината этой точки есть намагниченность ферромагнетика ($J_1$). Если уменьшать напряженность внешнего магнитного поля, то точка C ,будет подниматься к точке О, а точка А перемещаться к точке $A_0.$ Если H=0, то намагниченность равна $J_{0.}$ При температуре ниже точки Кюри ферромагнетик спонтанно намагничен. Энергии теплового движения молекул не достаточно, чтобы нарушить спонтанное намагничивание.

Допустим, что наклон прямой СА больше наклона кривой Ланжевена, то есть $T>T_k$. При наличие внешнего магнитного поля прямая СА займет положение ОD, то есть пересечет кривую Ланжевена только в начале координат, где намагничивание равно нулю. Спонтанное намагничивание отсутствует, намагничивание разрушается тепловым движением.

Пример 2

Задание: Используя функцию Ланжевена, получите закон Кюри -- Вейсса.

Используем рис.1 (Пример 1). Рассмотрим ферромагнетик при температуре $T>T_k.\ $Спонтанное намагничивание отсутствует. Для того чтобы намагнитить вещество, необходимо приложить внешнее магнитное поле. Рассчитаем намагничивание. Прямая АС при этом займет положение СЕ и будет пересекать кривую Ланжевена в точке $A_1$.Ордината точки $A_1$ будет определять намагниченность тела ($J_2$). Ордината ОС, полученная эмпирически равна -$\frac{H}{b}$, она мала, следовательно участок О$A_1$ кривой Ланжевена, так же мал. Значит, участок О$A_1$ можно считать отрезком прямой, и написать:

\ \

если ввести для температуры Кюри выражение:

\[\varkappa =\frac{T_k}{b(Т-T_k)}=\frac{С}{Т-T_k}\ \left(2.6\right),\]

где $С=const.$ Уравнение (2.6) -- закон Кюри -- Вейсса.

Сила магнетизма определяется так называемым "магнитным моментом" - дипольным моментом внутри атома, который исходит из углового момента и спина электронов. Материалы имеют разные структуры собственных магнитных моментов, зависящих от температуры. Точка Кюри - это температура, при которой изменяются собственные магнитные моменты материала.

Постоянный магнетизм обусловлен выравниванием магнитных моментов, и индуцированный магнетизм создается, когда неупорядоченные магнитные моменты вынуждены выравниваться в приложенном магнитном поле. Например, упорядоченные магнитные моменты (ферромагнитные) меняются и становятся неупорядоченными (парамагнитными) при температуре Кюри. Более высокие температуры делают магниты слабее, поскольку спонтанный магнетизм происходит только ниже температуры Кюри - это одна из главный особенностей подобных спонтанных явлений. Магнитная восприимчивость выше температуры Кюри может быть рассчитана по закону Кюри-Вейсса, который получен из закона Кюри.

Использование и формулы

По аналогии с ферромагнитными и парамагнитными материалами температуру Кюри можно также использовать для описания между сегнетоэлектричеством и параэлектричеством. В этом контексте параметр порядка представляет собой электрическую поляризацию, которая переходит от конечного значения к нулю, когда температура повышается выше температуры Кюри.

Магнитные моменты представляют собой постоянные дипольные моменты внутри атома, которые содержат электронный момент по соотношению μl = el / 2me, где me - масса электрона, μl - магнитный момент, l ì - момент количества движения, без которого трудно высчитать температуру Кюри; это отношение называется гиромагнитным.

Электроны в атоме вносят магнитные моменты из собственного углового момента и из их орбитального момента вокруг ядра. Магнитные моменты от ядра незначительны в отличие от магнитных моментов от электронов. Тепловые вклады приводят к появлению более высоких энергий электронов, нарушающих порядок и разрушение выравнивания между диполями.

Особенности

Ферримагнитные и антиферромагнитные материалы имеют разные структуры магнитного момента. При определенной температуре Кюри материала эти свойства меняются. Переход от антиферромагнитного к парамагнитному (или наоборот) происходит при температуре Нееля, которая аналогична температуре Кюри - это, в сущности, главное условие подобного перехода.

Ферромагнитная, парамагнитная, ферримагнитная и антиферромагнитная структуры состоят из собственных магнитных моментов. Если все электроны внутри структуры спарены, эти моменты компенсируются из-за их противоположных спинов и угловых моментов. Таким образом, даже при приложении магнитного поля эти материалы имеют разные свойства и не имеют температуры Кюри - для железа, например, используется совсем другая температура.

Материал парамагнитен только выше его температуры Кюри. Парамагнитные материалы немагнитны, когда магнитное поле отсутствует и магнитно при приложении магнитного поля. Когда магнитное поле отсутствует, материал имеет неупорядоченные магнитные моменты; то есть атомы асимметричны и не выровнены. Когда присутствует магнитное поле, магнитные моменты временно перестраиваются параллельно приложенному полю, атомы симметричны и выровнены. Магнитные моменты, выровненные в одном направлении, являются причиной индуцированного магнитного поля.

Для парамагнетизма эта реакция на приложенное магнитное поле положительна и известна как магнитная восприимчивость. Магнитная восприимчивость применяется только выше температуры Кюри для неупорядоченных состояний.

За пределами точки Кюри

Выше температуры Кюри возбуждаются атомы, и ориентации спинов становятся рандомизированными, но могут быть перестроены приложенным полем, т.е. материал становится парамагнитным. Все, что ниже температуры Кюри, - это пространство, внутренняя структура которого уже претерпела фазовый переход, атомы упорядочены и сам материал стал ферромагнитным. Магнитные поля, индуцированные парамагнитными материалами, очень слабы по сравнению с магнитными полями ферромагнитных материалов.

Материалы только ферромагнитны ниже их соответствующих температур Кюри. Ферромагнитные материалы являются магнитными в отсутствие приложенного магнитного поля.

Когда магнитное поле отсутствует, материал имеет спонтанную намагниченность, являющуюся результатом упорядоченных магнитных моментов. Т. е. для ферромагнетизма атомы симметричны и выровнены в одном направлении, создавая постоянное магнитное поле.

Температура кюри для ферромагнетиков

Магнитные взаимодействия удерживаются вместе обменными взаимодействиями; иначе тепловой беспорядок преодолел бы магнитных моментов. Обменное взаимодействие имеет нулевую вероятность параллельных электронов, занимающих одну и ту же точку во времени, что подразумевает предпочтительное параллельное выравнивание в материале. Фактор Больцмана вносит значительный вклад, поскольку он предпочитает, чтобы взаимодействующие частицы были выровнены в одном направлении. Это приводит к тому, что ферромагнетики имеют сильные магнитные поля и высокие определения температуры Кюри около 1000 К.

Ферримагнитные материалы являются магнитными в отсутствие приложенного магнитного поля и состоят из двух разных ионов.

Спонтанный магнетизм

Когда магнитное поле отсутствует, материал имеет спонтанный магнетизм, являющийся результатом упорядоченных магнитных моментов; т.е. для ферримагнетизма магнитные моменты одного и того же ионного момента выровнены в одном направлении с определенной величиной, а магнитные моменты другого иона направлены в противоположном направлении с другой величиной. Поскольку магнитные моменты имеют разные величины в противоположных направлениях, существует спонтанный магнетизм и присутствует магнитное поле.

Что происходит ниже точки Кюри?

Как утверждает современная сегнетоэлектрика, температура Кюри имеет свои ограничения. Подобно ферромагнитным материалам магнитные взаимодействия удерживаются вместе обменными взаимодействиями. Однако ориентации моментов являются антипараллельными, что приводит к чистым импульсом, вычитая их импульс друг от друга.

Ниже температуры Кюри атомы каждого иона выровнены параллельно с разными импульсами, вызывающими спонтанный магнетизм; материал является ферримагнитным. Над температурой Кюри материал парамагнитен, поскольку атомы теряют свои упорядоченные магнитные моменты, когда материал подвергается фазовому переходу.

Температура Нееля и магнетизм

Материал имеет равные магнитные моменты, выровненные в противоположных направлениях, что приводит к нулю магнитного момента и нулевого магнетизма при всех температурах ниже температуры Нееля. Антиферромагнитные материалы слабо намагничены в отсутствие магнитного поля.

Подобно ферромагнитным материалам магнитные взаимодействия удерживаются вместе обменными взаимодействиями, предотвращающими тепловой беспорядок от преодоления слабых взаимодействий магнитных моментов. Когда происходит беспорядок, он находится при температуре Нееля.

Фазовые переходы второго рода

ФАЗОВЫЕ ПЕРЕХОДЫ (фазовые превращения), переходы вещества из одной фазы в другую, происходящие при изменении температуры, давления или под действием каких-либо других внешних факторов,например, магнитных или электрических полей.

Фазовые переходы второго рода -- фазовые переходы, при которых вторые производные термодинамических потенциалов по давлению и температуре изменяются скачкообразно, тогда как их первые производные изменяются постепенно. Отсюда следует, в частности, что энергия и объём вещества при фазовом переходе второго рода не изменяются, но изменяются его теплоёмкость, сжимаемость, различные восприимчивости и т. д.

Фазовые переходы второго рода сопровождаются изменением симметрии вещества. Изменение симметрии может быть связано со смещением атомов определённого типа в кристаллической решётке, либо с изменением упорядоченности вещества.

В большинстве случаев, фаза, обладающая большей симметрией (т. е. включающей в себя все симметрии другой фазы), соответствует более высоким температурам, но существуют и исключения. Например, при переходе через нижнюю точку Кюри в сегнетовой соли, фаза, соответствующая меньшей температуре, обладает ромбической симметрией, в то время как фаза, соответствующая большей температуре, обладает моноклинной симметрией.

Для количественной характеристики симметрии при фазовом переходе второго рода вводится параметр порядка, принимающий отличные от нуля значения в фазе с большей симметрией, и тождественно равный нулю в неупорядоченной фазе.

Температура Кюри

температура кюри магнитный поле

Температура Кюри, -- температура фазового перехода II рода, связанного со скачкообразным изменением свойств симметрии вещества (например, магнитной -- в ферромагнетиках, электрической -- всегнетоэлектриках, кристаллохимической -- в упорядоченных сплавах). Названа по имени П. Кюри. При температуре ниже точки Кюри ферромагнетики обладают самопроизвольной (спонтанной) намагниченностью и определённой магнитно-кристаллической симметрией. В точке Кюри () интенсивность теплового движения атомов ферромагнетика оказывается достаточной для разрушения его самопроизвольной намагниченности («магнитного порядка») и изменения симметрии, в результате ферромагнетик становится парамагнетиком. Аналогично у антиферромагнетиков при (в так называемой антиферромагнитной точке Кюри или точке Нееля) происходит разрушение характерной для них магнитной структуры (магнитных подрешёток), и антиферромагнетики становятся парамагнетиками. Всегнетоэлектриках и антисегнетоэлектриках при тепловое движение атомов сводит к нулю самопроизвольную упорядоченную ориентацию электрических диполей элементарных ячеек кристаллической решётки. В упорядоченных сплавах в точке Кюри (её называют в случае сплавов также точкой Курнакова) степень дальнего порядка в расположении атомов (ионов) компонентов сплава становится равной нулю.

Таким образом, во всех случаях фазовых переходов II рода (типа точки Кюри) при в веществе происходит исчезновение того или иного вида атомного «порядка» (упорядоченной ориентации магнитных или электрических моментов, дальнего порядка в распределении атомов по узлам кристаллической решётки в сплавах и т. п.). Вблизи точки Кюри в веществе происходят специфические изменения многих физических свойств (например, теплоёмкости, магнитной восприимчивости и др.), достигающие максимума при, что обычно и используется для точного определения температуры фазового перехода.

Численные значения температуры Кюри приводятся в специальных справочниках.

Температуру Кюри можно определить по температурной зависимости намагниченности, применяя экстраполяцию крутой части зависимости к оси температур.

Поскольку измерение намагниченности образца на магнитометре происходит в довольно сильном внешнем магнитном поле, то в районе точки Кюри происходит размазывание перехода ферромагнетик-парамагнетик благодаря увеличению роста парапроцесса с ростом температуры.

Методы определения температуры Кюри

Ниже перечислены относительно простые и хорошо известные

1)по максимуму температурного коэффициента электрического сопротивления

2) по максимуму отрицательного гальваномагнитного эффекта (обусловленного пропорцеональноастью)R)

3) по исчезновению спонтанной намагниченности M(T), или по минимуму зависимости производной dM/dT

4) по обращению в нуль начальной проницаемости

5)из изотермических измерений теплоемкости Cmagn(T) в нулевом и ненулевом магнитном полях. В точке Кюри наблюдается максимум производной теплоемкости

В данной работе представлен метод определения точки Кюри, использующий эффект возрастания восприимчивости в слабых магнитных полях с ростом температуры. Поведение восприимчивости ч в районе точки Кюри описывается, согласно существующим теориям, в виде:

ч ~ г (T - TC)-1 (1)

где г может изменяться в пределах от 1,26 до 1,4, Из (1) следует, что при Т > ТС величина ч> 0. Максимум зависимости ч = ч(T) резко выражен только для чистых ферромагнитных веществ. В материалах неоднородных, содержащих структурные несовершенства, примеси, кривая ч = ч(T) имеет в районе ТС размытую форму. Для ферримагнетиков, вследствие взаимного влияния неэквивалентных магнитных подрешеток, максимум ч выражен менее отчетливо по сравнению с ферромагнетиками. В этом случае за точку Кюри целесообразно принимать температуру, соответствующую точке пересечения прямых, которые аппроксимируют восходящий и нисходящий участок на зависимости в районе ТС.

В методе Белова-Горяги используется разложение Ландау термодинамического потенциала Ц в ряд по степеням намагниченности с соответствующим коэффициентом при каждой степени.

В состояние термодинамического равновесия

Используются приведённые значения

Где M0 намагниченность насыщения, TC температура Кюри соотношение (2) преобразуется к виду

Коэффициенты в правой части соотношения (3) являются функциями приведенной температуры и раскладываются в ряд Тейлора в окрестности температуры Кюри, то есть при ф=1.

Коэффициент a может быть определен из изотермических полевых зависимостей намагниченности, и, так как при T ? TC a=0, данное свойство может быть использовано для определения температуры Кюри.

(температура Кюри) (q или Тс), темп-pa фазового перехода II рода, характеризующегося непрерывным изменением состояния в-ва с приближением к точке фазового перехода и приобретением качественно нового св-ва в этой точке. Назв. по имени П. Кюри, подробно изучившего этот переход у ферромагнетиков. При темп-ре Т ниже К. т. Тс ферромагнетики обладают самопроизвольной (спонтанной) намагниченностью (Js) и определённой магнитно-крист. симметрией. При нагреве ферромагнетика и приближении к К. т. усиливающееся тепловое движение атомов «расшатывает» существующий магн. порядок- одинаковую ориентацию магн. моментов атомов. Для количеств. хар-ки изменения магн. упорядоченности вводят т. н. параметр порядка h, за к-рый можно принять в случае ферромагнетиков их намагниченность. При Т®Тс параметр порядка h®0, а в К. т. самопроизвольная намагниченность ферромагнетиков исчезает (h= 0), ферромагнетики становятся парамагнетиками. Аналогично у антиферромагнетиков при Т= Тс (в т. н. антиферромагнитной К. т., или Нееля точке) происходит разрушение характерной для них магнитной структуры атомной (магн. подрешёток), и антиферромагнетики также становятся парамагнетиками. В сегнетоэлектриках при Т=Тс тепловое движение атомов сводит к нулю самопроизвольную упорядоченную ориентацию электрич. диполей элем. ячеек крист. решётки. В упорядоченных сплавах в К. т. (в точке Курнакова) исчезает дальний порядок в расположении атомов (ионов) компонентов сплава (см.ДАЛЬНИЙ И БЛИЖНИЙ ПОРЯДОК). Вблизи К. т. в в-ве происходят специфич. изменения многих физ. св-в (напр., теплоёмкости, магн. восприимчивости), достигающие максимума при Т=Тс (см.) (см. Критические явления), что обычно и используется для точного определения темп-ры фазового перехода. Значения К. т. для разл. в-в приведены в ст. (см. АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМ, ФЕРРОМАГНЕТИЗМ, СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКИ).

Физический энциклопедический словарь. - М.: Советская энциклопедия .Главный редактор А. М. Прохоров .1983 .

КЮРИ ТОЧКА

(температура Кюри, Т с )в общетермодинамическом понимании - точка на кривой фазовых переходов 2-го рода, связанных с возникновением (разрушением) упорядоченного состояния в твёрдых телах при изменении темп-ры, но при заданных значениях др. термодинамич. параметров (давления Р, магн. поля Н , электрич. поля Е и т. д.).

Чаще этот термин применяют только к переходам в магнитоупорядоченное (ферро- и ферримагнитное) и в сегнетоэлектрическое состояния. Фазовый переход из ферромагн. состояния в парамагнитное (неупорядоченное) впервые наблюдал П. Кюри в 1895. В К. т. скачком изменяется симметрия кристаллич. вещества (см. Симметрия кристаллов, Магнитная симметрия). В случае переходов ферромагнетик - парамагнетик и сегнетоэлектрик - параэлектрик К. т. является изолиров. точкой на фазовой диаграмме в координатах Я (или Е) - Т, т. к. с точки зрения симметрии состояние ферромагнетика (сегнетоэлектрика) в поле H (или Е), направленном вдоль оси лёгкого намагничивания, не отличается от состояния парамагнетика в том же поле. Этим переход в ферро- и ферримагн. состояния отличается от перехода в антиферромагн. состояние. В последнем случае и в магн. поле происходит скачкообразное изменение симметрии. Антиферромагн. К. т. наз. Нееля точкой. Для всех магнитных фазовых переходов характерно, что при Т>Т c вещество находится в парамагн. состоянии. Ниже К. т.- в магнитоупорядоченном состоянии, к-рое сохраняется до T = 0К, хотя в интервале темп-р возможны переходы из одного магнитоупорядоченного состояния в другое.

У сегнетоэлектриков могут существовать две К. т.: Т С 1 и Т С 2. При Т>Т С 1 вещество является параэлектриком. При охлаждении до Т С 1 наступает переход в упорядоченное сегнетоэлектрич. состояние, а ниже T C 2 возникает вновь параэлектрич. состояние.

В упорядочивающихся сплавах с охлаждением до К. т. (к-рая в случае сплавов носит также назв. точки Курнакова) атомы начинают располагаться упорядоченно - по узлам кристаллич. решётки сплава (возникают зародыши упорядоченной фазы).

Во всех перечисленных случаях перехода в упорядоченное состояние последнее можно описать параметром порядка (спонтанной намагниченностью в ферромагнетиках, намагниченностью магнитных подрешеток в антиферромагнетиках, спонтанной поляризацией в сегнетоэлектриках, долей упорядочившихся атомов в сплавах). При Т>Т С h 0, при Т Т c с понижением темп-ры начинается рост , к-рый может быть описан законом , где = ( Т-Т С)/Т С, а - критический показатель (см. Критические явления).