Effet Hopkinson

Supposons par exemple que le système est constitué de grains ferromagnétiques de petite taille. Les grains magnétiques sont supposés suffisamment petits pour être monodomaines magnétiquement. Ce système est initialement aimanté et supposé rémanent, c'est-à-dire que les particules présentent des aimantations parallèles entre elles. Le système est alors chauffé. Le seul champ en présence est le champ de désaimantation créé par le système aimanté. Près de la température de Curie, les particules présentent pour la plupart une orientation aléatoire. Un champ de désaimantation résiduel existe toujours, créé par la faible portion de particules ayant conservé une aimantation dans une direction privilégiée.

Or, dans les hypothèses du modèle de Stoner-Wohlfarth, l'aimantation d'un système magnétique aléatoirement orienté dans un champ magnétique faible s'exprime par :

${\displaystyle M(T)={\frac {2}{3}}\rho M_{s}(T){\frac {H}{H_{a}(T)}}}$

avec ${\displaystyle M_{s}(T)}$ l'aimantation à saturation, ${\displaystyle \rho }$ le facteur de compacité de la poudre, ${\displaystyle T}$ la température, ${\displaystyle H}$ le champ et ${\displaystyle H_{a}}$ le champ d'anisotropie [2] - [3].

Pour les champs faibles, le champ d'anisotropie décroît plus rapidement que l'aimantation à saturation. Le rapport des deux peut donc, selon le système, conduire à un surcroit d'aimantation. Une fois la température de Néel dépassée, le refroidissement ne conduit pas à l'observation de ce pic d'aimantation. En effet, le système initial est alors magnétiquement complètement désordonné. Il n'y a donc aucun champ appliqué.