ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Эффективное число магнетонов Бора для ионов группы железа из "Введение в физику твёрдого тела " Для р (эксп.) приведены паиболее характерные значения. [c.526] Взаимодействие парамагнитных ионов с внутрикристаллическим полем имеет следствием два существенных эффекта 1) связь векторов Ь и 8 в значительной мере разрущается, и поэтому состояния уже нельзя классифицировать с помощью со ответствующих значений / 2) 2 +1 подуровней, отвечавших данному I и вырожденных в свободном атоме, теперь могут испытывать расщепление во внутрикристаллическом поле (см. рис. 15.6). Это расщепление уменьшает вклад в магнитный момент, обусловленный орбитальным движением. [c.527] Если учесть спин-орбитальное взаимодействие и рассматривать связанную с ним энергию как дополнительное возмущение в системе, то спиновый момент может потянуть за собой часть орбитального момента (того же направления). Если при этом еще и взаимодейств 16 такого знака, что благоприятствует параллельной ориентации спинового и орбитального моментов, то полный магнитный момергт окажется больше, чем чисто спиновый магнитный момент, и величина будет больше 2. Экспериментальные результаты подтверждают следствия, вытекающие из предположений о том или ином знаке спин-орбитального взаимодействия, а именно, оказывается, что 2, когда Зй-обо-лочка заполнена более чем наполовину, = 2, когда Зй-обо-лочка заполнена точно наполовину, и 2, когда Зй -оболочка заполнена менее чем наполовину. [c.528] Ядерный парамагнетизм. Магнитные моменты ядер значительно меньше, чем магнитный момент электрона количественно это соотношение описывается фактором, по порядку величины равным отношению масс т/Мд 10- , где т — масса электрона, а Мр — масса протона. Согласно формуле (15.14) парамагнитная восприимчивость системы ядер будет в 10 раз меньше, чем восприимчивость системы из того же числа частиц, обладающих электронным парамагнетизмом. Магнитная восприимчивость твердого водорода, который является диамагнетиком, если рассматривать лишь его электронную подсистему, обладает ядерным (в данном случае протонным) парамагнетизмом. Это подтвердили измерения при очень низких температурах, проведенные Лазаревым и Шубниковым [9] (см. также работу Эванса [10]). Ядерный магнетизм рассматривается в гл. 17. [c.528] Первым методом достижения температур ниже 1 °К был метод адиабатического размагничивания ). Этот метод дает возможность понизить температуру до 10 °К и даже ниже. В основе метода лежит тот факт, что при фиксированной температуре энтропия системы магнитных моментов уменьшается при помещении системы в магнитное поле. (Энтропия есть мера упорядочения в любой системе чем меньше степень упорядочения в системе, тем больше ее энтропия.) В магнитном поле моменты будут частично выстраиваться вдоль направления поля (упорядочиваться) и, следовательно, энтропия уменьшится, т. е. энтропию такой системы можно понизить включением поля. Энтропия будет уменьшаться также при понижении температуры, поскольку снижается разупорядочивающее действие теплового движения и доля параллельных моментов будет больше. [c.529] Если затем выключить магнитное поле, приняв меры к тому, чтобы энтропия спиновой системы не изменилась, то степень упорядочения в спиновой системе будет соответствовать температуре более низкой, чем при той же степени порядка в присутствии поля. При адиабатическом размагничивании образца энтропия может перетекать в спиновую подсистему кристалла только из подсистемы решетки, т. с. из системы колебаний решетки (см. рис. 15.7). При рассматриваемых нами температурах энтропия колебаний решетки обычно нренебежнмо мала и поэтому энтропия спиновой системы будет при адиабатическом размагничивании образца оставаться практически постоянной. [c.529] Магнитное охлаждение — однократная операция, т. е. она пе применима в циклическом режиме. [c.529] На рис. 15.10 показан случай, когда начальная температура Т1 = 1 К, а б = 10 кГс образец охлаждается до температуры 0,01 °К. Предел, до которого можно понизить температуру образца, используя метод адиабатического размагничивания, ограничивается собственным расщеплением спиновых энергетических уровней в нулевом поле, т е. расщеплением, которое имеет место в отсутствие внешнего магнитного поля. Расщепление в нулевом поле может быть вызвано электростатическим взаимодействием данного иона с другими ионами кристалла, взаимодействием между магнитными моментами ионов илн, наконец, взаимодействием ядерных моментов. В случае, показанном на рис. 15.10, расщепление спиновых уровней в нулевом поле считается обусловленным некоторым эквивалентным внутренним магнитным полем (эффективным локальным полем напряженность которого принята равной 100 Гс. В случае, показанном на рис. 15.8, такое расщепление в нулевом поле уменьшает энтропию в точках а и с сильнее, чем меньшие расщепления, вызываемые внешним полем в результате конечная температура оказывается не столь низкой, как была бы в отсутствие / д. [c.533] Ядерное размагничивание. Результаты данного выше рассмотрения вопроса об охлаждении методом адиабатического размагничивания парамагнитных солей можно резюмировать следующим образом. Если исходить из рис. 15.10, то конечная достигаемая температура Гг определяется соотношением В/Г = = Вд/Гг, т. е. [c.533] Первые эксперименты по охлаждению с использованием ядерного парамагнетизма были поставлены Курти и др. [15—18] с ядрами меди в металлической меди. Первым этапом процесса была температура 0,02°К, достигнутая предварительно методом электронно-спинового охлаждения. Наиболее низкая достигнутая температура составила 1,2-10 °К. Результаты на рис. 15.11 хорошо ложатся на прямую (в логарифмическом масштабе), отвечающую графическому представлению соотношения (15.34) в виде Гг = 7 1(3,1/5), где поле В выражено в гауссах и соответственно В = 3,1 Гс. Поле Вл = 3,1 Гс есть эффективное поле взаимодействия магнитных моментов ядер Си. [c.534] Причина, по которой ядерная система выбрана именно в металле, а не в диэлектрике, состоит в том, что электроны проводимости обеспечивают быстрый тепловой контакт системы решеточных колебаний с системой магнитных моментов ядер при температуре, соответствующей первому этапу процесса. [c.534] Однако наблюдения показывают, что восприимчивость большинства нормальных неферромагнитных металлов не зависит от температуры, а величина ее может составлять лишь 1/100 от значения, предсказываемого формулой (15.35) для комнатной температуры. [c.535] Вычислим теперь более строго выражение для парамагнитной восприимчивости свободного электронного газа при Т Тр. Будем следовать методу расчета, наглядно иллюстрируемому схемой на рис. 15.12, а. Другой способ вывода этого результата является предметом задачи 15.8. [c.535] Магнитная восприимчивость больщинства переходных металлов (с незаполненными внутренними электроннымп оболочками) значительно больще, чем щелочных (см. рис. 15.13). Это обстоятельство заставляет предположить, что плотность электронных состояний, фигурирующая в (15.39), в переходных металлах необычно велика это подтверждается также данными по электронной теплоемкости. В гл. 10 мы рассматриваем этот вопрос на основе теории зонной энергетической структуры. [c.538] Результаты для случаев (б) и (в) приведены в габл. 15.1, но следует описать отдельные последовательные этапы при-менеиия этих правил. [c.539] График функции С Т1А) приведен на рис. 15.14. Максимумы теплоемкости такого типа часто называют аномалиями Шоттки. Максимум теплоемкости довольно высокий, но при Т А или при Г 3 Д теплоемкость мала. [c.539] Теплоемкость двухуровневой системы как функция отношения Т/Д, где Д —величина расщепления уровней. Это и есть аномалия Шотг-ки наблюдение этой аномалии является весьма полезным методом определения факта расщепления энергетических уровней ионов металлов группы редких земель и группы переходных металлов, их соединений и сплавов. [c.540] Сверхтонкое взаимодействие между ядерным и электронным магнитными моментами в парамагнитных солях (и в системах, имеющих упорядоченное расположение электронных спинов) приводит к расщеплению, величина которого Д может лежать в интервале от Д 0,001 до 0,1 К. Часто эти расщепления можно экспериментально обнаружить по наличию члена, пропорционального 1/7 , в температурной зависимости теплоемкости в области Г 3 Д. Взаимодействие электрических квадрупольных моментов ядер с внутрикри-сталлическими полями (см. гл, 17) также вызывает расихепление (см,, например, рис. 15,15). [c.540] Вернуться к основной статье