Магнитный момент кластеров

Распределение в кластере заряда 246, 247, 250, 254 магнитного момента 246, 247 Распределение частиц по размерам 9, [c.364]

Магические числа ИЗ—115 Магнитная восприимчивость частиц 274, 330-332 Магнитный момент кластеров 246, 247 Майера групповая теория 43, 56—58 Максвелла—Гарнетта формула 298, [c.363]

Используя найденную зависимость Tq(V) и экспериментальные результаты по и размеру частиц, авторы [360] определили размерную зависимость константы анизотропии К с уменьшением размера частиц она растет и во всем изученном интервале 1,8 Л < < 4,4 нм оказывается больше, чем К массивного ГЦК-кобальта. Размерная зависимость коэрцитивной силы была измерена при 10 К, когда наночастицы всех размеров находились в ферромагнитном состоянии. Рост Я, с увеличением размера частиц п-Со вполне соответствует поведению однодоменных частиц. Результаты по размерным зависимостям Т , К, наночастиц кобальта хорошо согласуются с аналогичными данными для наночастиц других ферромагнитных металлов. Иначе обстоит дело с намагниченностью. Измерения показали, что при Т= 2 К наночастицы Со не достигают магнитного насыщения даже в поле 55 кЭ. По этой причине значения намагниченности на-сьщения /, были получены экстраполяцией зависимости /(1/Я) на бесконечно большое поле, т. е. 1/Я —> 0. Величина /.росла с уменьшением размера d и для частиц с d <3,3 нм была больше, чем в случае массивного кобальта. Намагниченность насьщения самых мелких частиц Со (li = 18 нм) была на 20 % больше, чем массивного кобальта. Увеличение магнитного момента атома кобальта в наночастицах теоретически предсказано [361, 362] и экспериментально наблюдалось [363] на кластерах кобальта. [c.101]

Благодаря сильному неравенству значений га и га кластер Fei5 обладает средним магнитным моментом на атом, равным 2,2 магнетона Бора ( Хв), тогда как у массивного железа соответствующая величина составляет 2,7 [Хв- Весьлга приближенная оценка дает следующее распределение магнитного момента по объему кластера [c.246]

В отличие от антиферромагнитного состояния массивного. металла кластер rij несет магнитный момент, который следующим образом распределяется по объему —0,7 [Хв для центрального атома, +4,1 цв для первых и —3,4 [Хв Для вторых соседей. Согласно нейтронографическим измерениям магнитный момент атомов каждой из лодрешеток массивного антиферромагнитного хрома равен 0,7 д,в. Таким образом, магнитное состояние сердцевины Сг , практически такое же, как у массивного металла, по в то же время результирующий магнитный момент этого кластера обусловлен поверхностным эффектом, т. е. неполной компенсацией магнитных моментов электронов с противоположной ориентацией спинов. [c.247]

Для ванадия = 1,25 вн, где а — нормальный равновесный параметр решетки, В случае при увеличении Яц до 1,4 вн получены следующие результаты. Во-первых, величина и знак магнитных моментов для центрального и периферийных атомов являются чувствительными функциями размеров кластера. Во-вторых, в кластере наблюдается более сложное расположение спинов, чем допускают условия симметрии в зонной теории для однородного ферромагнетика. Это усложненное распределение спинов происходит при проме-жуточны.х значениях измененного параметра решетки и представляет собой либо искаженное антиферромагнитное состояние, подобное Сг15, при а=1,1 а , либо смешанное ферроантиферромагнитное состояние при а = (1,2- 1,3) Ян1 характеризуемое тем, что у некоторых ближайших соседей спины параллельны, тогда как у других они антипараллельны. [c.247]

Наиболее существенное отличие кластера Fe s от массивного металла состоит в том, что у первого имеется три разных типа атомов с различным окружением, тогда как все атомы бесконечной решетки эквивалентны. Вычисления авторов работы [737] подтвердили установленное ранее [735] неоднородное распределение заряда по объему Fej5. Согласно их расчетам у центрального атома имеется один избыточный электрон по сравнению с периферийными атомами. Этот электрон обладает спином, ориентированным противоположно направлению большинства спинов системы. Следовательно, магнитный момент, связанный с центральным атомом, оказывается меньше, чем у периферийных атомов. Уменьшение магнитного момента обусловлено главным образом различием числа й-электронов, однако имеются также непренебрежимые вклады от s- и / -состояний. [c.250]

Согласно рассчитанной методом Ха электронной структуре кластера Feis в работе [737] установлено, что достаточно уже весьма небольшого возбуждения, чтобы перевести 4 электрона, имеющих направление спина, противоположное результирующему спину системы, с уровней, лежащих как раз ниже энергии Ферми, на уровни совокупности электронов с преобладающим направлением спинов, совпадающие с уровнем Ферми. Это эквивалентно появлению 3,2 эффективных ферромагнитных электронов и увеличению магнитного момента на 3,34 в хорошем согласии со значением 3,2 Дв из измерений магнитной восприимчивости железа выше Гк и со значением [c.251]

Рис. 5, Теоретические модели стекла, а — идеальное спиновое стекло, характеризующееся низкой концентрацией магнитных моментов, распределенных в решетке совершенно случайно. Пред-полагается, что спины испытывают дальнодействующее взаимо-д твие /, энергия которого периодически меняет знак при уве-личении расстояния, б непрерывная случайная сетка в. стеклообразных слоях В2О3 1Ли АзгЗез с максимальным беспорядком. 0 —частично полимеризовайные кластеры в стекле содер-

Чтобы попытаться глубже разобраться в математических аспектах явления перколяции, можно воспользоваться аналогией с моделью Изинга [103, 104, 1151. Например, функция Р (р) аналогична полной намагниченности, т. е. той доле кристалла, в которой магнитные моменты ориентированы в одном направлении, соединившись в основной бесконечный кластер. Из этих сообра-я ений следует, например, что для вычисления критических показателей перколяционной системы моя но воспользоваться гипотезой подобия и методом ренормализационной группы [116 —118]. [c.441]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...