Магнитная восприимчивость спиновая

Парамагнетизм электронного газа связан с наличием у электронов спинового магнитного момента, равного магнетону Бора. В магнитном поле спиновые магнитные моменты ориентируются преимущественно по полю, создавая результирующий магнитный момент. Если для вычисления этого магнитного момента воспользоваться классическими представлениями, то получим, что парамагнитная восприимчивость зависит от температуры по закону Кю- [c.330]

Магнитные свойства. Наибольший интерес представляют магнитные свойства аморфных сплавов переходных (Мп, Fe, Со, Ni,. ..) и редкоземельных (Ей, Gd и т. д.) металлов с другими металлами и металлоидами. При достаточно высоких температурах эти сплавы находятся в парамагнитном состоянии. Температурные зависимости магнитной восприимчивости хорошо описываются законом Кюри — Вейсса. При понижении температуры ниже 9 в них возникает магнитное упорядочение. Магнитное упорядочение аморфных сплавов может быть ферромагнитным, антиферромагнитным, а также ферримагнитным. В ряде случаев наблюдается состояние спинового стекла. Спиновое стекло характеризуется замораживанием спиновых магнитных моментов в случайных направлениях при температуре ниже некоторой характеристической. Заметим, что состояние спинового стекла обнаружено также и в некоторых кристаллах. [c.374]

При изучении облученной ВеО были также затронуты вопросы магнитной восприимчивости [92, 146], электронного спинового резонанса [205], накопленной энергии Вигнера [41], металлографии [87, 88, 188] и газовыделения [5, 41, 82, 89, 92, 188]. Магнитная восприимчивость спеченной ВеО не изменялась после действия потока тепловых нейтронов [c.165]

У некоторых парамагнитных металлов (твердые и жидкие щелочные металлы, щелочноземельные металлы), парамагнетизм которых вызывается спиновыми магнитными моментами электронов проводимости, магнитная восприимчивость X почти не зависит от температуры. [c.43]

Наблюдаемое аномальное изменение плотности, электропроводности, удельной теплоемкости, теплового расширения и других свойств во многих металлах и полупроводниках при температурах, близких к температуре плавления, объясняют сильным возрастанием в веществах молярной доли вакансий. Изменение свойств кристалла показывает, что вблизи температуры плавления усиливается беспорядок в твердой фазе и идет подготовка к ее переходу в жидкую фазу. Еще большие изменения свойств происходят при плавлении [13]. Увеличение электропроводности в жидком кремнии примерно в 20 раз и в жидком германии в 11 раз-по сравнению с твердым состоянием свидетельствует о сильном увеличении межатомного взаимодействия в результате плавления. Интересно, что увеличение плотности кремния примерно на 9% и германия на 4,7% после расплавления коррелирует с изменением электропроводности. Магнитная восприимчивость Si и Ge в жидком состоянии значительно ниже, чем в твердом. Авторы связывают уменьшение суммарной магнитной восприимчивости с ростом спинового парамагнетизма свободных электронов в расплаве. Увеличение электропроводности и плотности при плавлении Ge и сплавов Ga—Sb и In—Sb свидетельствует о повышении координационного числа и возрастании металлического характера связей. Понижение электропроводности и плотности в сплаве Hg—Se связывают с уменьшением координационного числа. [c.34]

Для случая нулевого поля найти магнитную восприимчивость системы частиц двух типов 1 и 2 каждый тип частиц имеет дублетный спиновый уровень (т. е. подсистема частиц данного тина идентична системе, рассмотренной в задачах 8.8 и 8.9). (Внутренняя энергия подсистемы 1 равна i, а подсистемы 2 — 2> причем разность — обозначим AS.) [c.51]

Амплитуда прецессии соответствует намагниченности при магнитном поле напряженностью Иг - При /=/г возникает поглощение энергии и магнитная восприимчивость падает до нуля. Это явление носит название электронного спинового резонанса. [c.202]

Антипараллельная ориентация спиновых моментов возникает при отрицательном обменном взаимодействии (4.9). Как и в ферромагнетиках, антипараллельное магнитное упорядочение имеет место в интервале температур от О К до некоторой критической Ты - температуры Нееля. При температуре Нееля происходит фазовый переход 2-го рода превращение антиферромагнетик парамагнетик. При Г> Гн магнитная восприимчивость описывается законом Кюри-Вейсса (4.8), где поправка Вейсса равна Гы (рис. 4.2). [c.280]

Уравнение для компонент вектора v отличается от уравнения для V, не зависящего от спина, только заменой Ф на Z. Поэтому все дальнейшие рассуждения справедливы и для спиновых волн. Можно показать [10], что нулевой член разложения Z по сферическим гармоникам определяет выражение для магнитной восприимчивости ферми-жидкости. Для жидкого Не он оказывается отрицательным, что, по всей вероятности, свидетельствует о невозможности распространения спиновых волн в этой жидкости. [c.43]

Спиновый парамагнетизм валентных электронов . Происхождение парамагнетизма многих простых металлов было впервые объяснено Паули элементарным способом, изложенным в 29. Значение магнитной восприимчивости, полученной по этой теории, равно [c.628]

Тогда гамильтониан (31.4) оказывается суммой стандартных выражений типа (14.1) и для магнитной восприимчивости можно воспользоваться общей формулой (14.10). Следует лишь специализировать ее для данной конкретной системы, понимая под Сз и С, операторы спинового магнитного момента. [c.244]

Задача. Получить выражение для энергии спиновых волн при наличии внешнего магнитного поля. Определить магнитную восприимчивость. [c.238]

Магн. св-ва М. дают важные сведения о строении электронной оболочки. Большинство М. диамагнитны, т. е. не имеют пост. магн. момента. Поведение таких М. в магн. поле определяется пх отрицат. магнитной восприимчивостью. Парамагн. М., обладающие пост. магн. моментом, во внеш. магн, поле стремятся ориентироваться в направлении поля. Пост, магн. моментом (связанным со спином эл-нов, а также с их орбит, движением) могут обладать как электронная оболочка, так и ат. ядра. Парамагнитные (обладающие неспаренным эл-ном) М. исследуют с помощью электронного парамагнитного резонанса. В спектрах ядерного магнитного резонанса проявляются вз-ствия спиновых моментов ат. ядер, зависящие от электронной структуры М. и окружения каждого атома. На основании спектров ЯМР судят о направлении хим. связей, различных проявлениях изомерии М., взаимном расположении атомов в М., о динамике атомов в М. и т. д. [c.432]

Магнитные свойства и строение вещества. Как известно электрон обладает спиновым и орбитальным магнитными моментами. Геометрически складываясь моменты электронов создают результирующий магнитный момент атома М. Суммарный магнитный момент в единице объема, именуемый намагниченностью J, когда вещество не было намагничено и внешнее поле отсутствует, равняется нулю. Под воздействием магнитного иоля со средней напряженностью внутри тела, равной Н, намагниченность J = %Н, где х— магнитная восприимчивость. Намагниченность определяет величину магнитной индукции В = В + + %Н. Магнитные свойства вещества характеризует также относительная магнитная проницаемость х = 1 -10 гн м — магнитная постоянная вакуума. В зависимости от величины и знака магнитной восприимчивости вещества могут быть диамагнитные (Х<0), парамагнитные и ферромагнитные (х>>0). Рассмотрим две последние группы веществ. В парамагнитных веществах у атомов имеются магнитные моменты, однако иод влиянием теплового движения эти моменты располагаются статистически беспорядочно вдоль магнитного поля удается ориентировать лишь примерно одну десятитысячную процента всех спинов. В результате магнитная восприимчивость X мало отличается от нуля, а магнитная проницаемость парамагнитных материалов немногим больше единицы. К парамагнитным принадлежат некоторые переходные металлы, а также щелочные и щелочно-земельные металлы. Ферромагнитные материалы обладают весьма большой магнитной восприимчивостью, может достигать значений порядка 10 , после снятия поля сохраняется остаточная намагниченность. Ферромагнитные свойства при нагревании наблюдаются лишь до некоторой температуры 0, отвечающей точке Кюри — переходу нз ферромагнитного в парамагнитное состояние. Значение 0 для железа 769° С, для кобальта 1120° С, для никеля 358 С. При температурах Т G в отсутствие внешнего поля ферромагнетик состоит из микроскопических областей — доменов, самопроиз- [c.226]

Билдингтон и Кроуфорд исследовали магнитную восприимчивость, электронный спиновый резонанс и поглогцение света облученной Si02 им же принадлежит большой обзор последних работ [21]. Целью исследований такого типа является познание механизма основных радиационных нарушений в ЗЮг- Измерения магнитной восприимчивости дают некоторое представление о числе магнитных дефектов, вызываемых облучением, тогда как электронный спиновый резонанс позволяет определить природу дефектов. [c.179]

В ферромагнетиках, в отличие от парамагнитных тел, между неспаренными электронами внутренних недостроенных оболочек имеет место сильное обменное взаимодействие, вызывающее упорядоченное расположение их СПИновых магнитных моментов и спонтанное намагничивание доменов до насыщения Это приводит к существенным особенностям в протекании резонансного поглощения высокочастотной энергии ферромагнетиками, которое называют ферромагнитным резонансом. Физическая суть его состоит е том, что под действием внешнего магнитного поля Нд, намагничивающего ферромагнетик до насыщения, полный магнитный момент образца М начинает прецессировать вокруг этого поля с ларморовой частотой ojl, зависящей от Яо (11.25). Если на такой образец наложить высокочастотное электромагнитное поле, перпендикулярное Яо, и изменять его частоту ш, то при ю = i. наступает резкое (резонансное) усиление поглощения энергии поля. Резонанс наблюдается на частотах порядка 20-Г-30 ГГц в полях 4- 10 -А/м (л 5000 Э). Поглощение при этом на несколько порядкоз выше, чем при парамагнитном резонансе, так как магнитная восприимчивость ферромагнетиков (а следовательно, и магнитный момент насыщения М) у них много выше, чем у парамагнетиков. Кроме того, так как в формировании эффективного магнитного поля в ферромагнетиках участвуют размагничивающий фактор и поле магнитной анизотропии, то частота ферромагнитного резонанса оказывается зависящей от формы образца.и,направления поля относительно осей легкого намагничивания. [c.306]

Существуют два основных метода измерения х малых частиц СРЭП и ЯМР. Методом СРЭП, однако, трудно обнаружить спиновую восприимчивость частиц с четным числом электронов из-за ожидаемого спада сигнала при понижении температуры. Этого недостатка лишен метод ЯМР. Ранее методом СРЭП было установлено, что при Т 100 К магнитная восприимчивость % частиц Ag диаметром 10 А [786], Li диаметром 32 А [787] и Pt диаметром 20 А [788] подчиняется закону Кюри, как предписывает теория для частиц с нечетным числом электронов. [c.274]

Из результатов задачи 8.9 следует, что магнитная восприимчивость двухуровневой спиновой системы при условии gyLsH/kT 1 задается соотношением % = Ng pLBlikT. [c.216]

Влияние дискретности электронных состояний на магнитную восприимчивость малых частиц парамагнитных металлов с учетом четного или нечетного числа электронов в них обсуждалось в работах [105,106,125]. В малых магнитных полях fj H А (/i — магнитная проницаемость, А — расстояние между соседними электронными уровнями) электронный спиновый парамагнетизм металлических частиц с четным числом электронов при достаточно низкой температуре квТ/А 1 уменьгпается почти до нуля, но не исчезает полностью благодаря имеющемуся слабому спин-орбитальному взаимодействию. У частиц с нечетным [c.106]

Теплоемкость при постоянном объеме Ср характеризуется суммой теплоемкости решетки и теплоемкости электронов и равна v — 0 ,Т - -уТ. Коэффициент а, является константой, которая связана с дебаевской характеристической температурой. Коэффициент у также представляет собой константу. При низких температурах преобладает электронная составляющая теплоемкости уТ. Электронная теплоемкость пропорциональна спиновой магнитной восприимчивости и плотности состояний на поверхности Ферми. Для большей части элементов, включая сверхпроводяш ие металлы в нормальном состоянии при низких температурах, величина коэффициента у не превышает 20 10 кал моль [c.246]

На основании выбранной вдодели была составлена система уравнений для отношения Ь подвижностей электронов и и дырок Пр, спиновой -магнитной восприимчивости, коэффициентов Холла и термоЭДС, электропроводности, концентрации электронов п и дырок р. Еще одно уравнение учитывало экстремальную зависимость коэффициентов Холла 5813 и УзОез от температуры [4] [c.29]

Эта темп-ра, измерявшаяся обычным методом — но магнитной восприимчивости, удерживалась всего неск. секунд.Предел достижимой таким способом температуры определяется взаимодействиялга между спинами ядер, а время ее поддержания — временами релаксации между системой ядерных спинов и электронами проводимости и решеткой. Эти опыты представляют большой интерес для изучения ядерных спиновых систем и получения ядерного ферромагнетизма. [c.158]

Перейдем теперь к рассмотрению менее изученного класса жидкостей с высоким удельным электрическим сопротивлением. Чистый селен изучали в течение долгого времени. По сравнению с другими жидкими полупроводниками молекулярная структура селена хорошо изучена. Жидкая сера очень похожа на жидкий селен, и было показано, что обе эти жидкости состоят из смеси цепных молекул и восьмичленных колец (а возможно и больших колец). Концентрация колец увеличивается с понижением температуры, и имеется критическая температура, ниже которой существуют только кольцевые молекулы. Критическая температура экспериментально наблюдалась только для жидкой серы для селена расчетное значение этой температуры лежит ниже точки затвердевания. Теория равновесия связей для этих жидкостей разработана очень хорошо [78, 104], и эта теория является прототипом теории для сплавов Т1—Те, описанной в гл. 7, 3. Для настоящего обсуждения достаточно отметить, что средняя длина цепи уменьшается с температурой, а концентрация разрушенных связей описывается с помощью константы равновесия с энергией активации Еа, которая была определена различными способами. Эйзенберг и Тобольски [78] на основе данных по вязкости оценили d = 0,54 эВ. Разорванные связи являются парамагнитными центрами, и определение их концентрации в зависимости от температуры методом электронного спинового резонанса дало значение < = 0,63 эВ [158] исследование магнитной восприимчивости [175] привело к значению Еа==0,87 эВ. [c.210]

Экспериментальное определение частоты ЯМР, а следовательно, и сдвига Найта, дает возможность непосредственно измерить х — спиновую магнитную восприимчивость. Конечно, для нормального металла ценность этого метода снижается тем, что величина гр,(0) —плотность вероятности нахождения электронов на ядре—не может быть вычислена точно. Но если металл переходит в сверхпроводяшее состояние, то можно изучать отношение %s(T)lyi . [c.449]

Абсолютное значение спинового вклада Xs в магнитную восприимчивость удается определить, как правило, лишь в редких случаях и обычно из весьма тщательно выполненных экспериментов по электронно-спиновому резонансу на электронах проводимости. Однако это совсем просто сделать, извлекая нужную физическую информацию из экспериментов по сдвигу Найта достаточно лишь разумно оценить величину постоянной связи в металле и вычислить отсюда значение х. Сдвиг Найта имел важное значение для исследования металлов, сплавов,, обычных и интерметаллических сверхпроводников, а также необычных электронных систем, таких как, например, Ыах Оз. Эти вопросы освещены в обзоре Дрейна [17]. [c.614]

Из предыдущих результатов видим, что ряд сведений относительно поведения магнитной восприимчивости при ферромагнитном резонансе можно получить без какой-либо специальной информааии о гамильтониане спиновой системы. Попытаемся теперь включить в рассмотрение затухание в спиновой системе. В соответствии с этим предположим, что в некотором приближении рассматриваемые функции Грина имеют полюсы Ец в комплексной плоскости. (Это может быть верно лишь приближенно и отнюдь не всегда, так как вообще функции Грина могут иметь особенности и более сложной природы.) Пусть Г = 1т тогда, очевидно, Г будет представлять затухание в спиновой системе для процессов, описываемых с помощью введенных нами функций Грина (см. 3). Принимая во внимание, что при Г- 0 соответствующие формулы должны переходить в формулы (32.31)— (32.33), предположим, что сингулярная функция (32.33) имеет вид [c.260]

Таким образом, рассмотренная выше приближенная теория вполне хорошо описывает рост области упорядоченности спинов по мере приближения к критической температуре ТПоследняя оказывается точкой, в которой, согласно приближению среднего поля 1см. формулу (5.6)], внезапно появляется дальний порядок [по-видимому, аппроксимации, используемые при переходе от формулы (5.20) к (5.26), слишком грубы, чтобы можно было воспроизвести квазихимическое выражение для Т (5.17)]. Все эти соображения согласуются с макроскопическим термодинамическим подходом ( 4.4), который предсказывает существование связи между спиновыми флуктуациями и магнитной восприимчивостью и также подтверждают справедливость спектральной формулы Орнштейна — Цернике для флуктуации концентрации в сплаве. Об этом уже упоминалось в 4.6. [c.182]

Задача 14. Определить парамагнитную восприимчивость газа свободных электронов, связанную с наличием у них собственных магнитных моментов (спиновый парамагнетизм Паули, W. Pauli, 1927). Рассмотреть случаи вырожденного и невырожденного газов. [c.224]

Эти значения х/Хо можно сравнить со значениями, полученными из результатов измерения сдвига Найта (а), амплитуды парамагнитного резонанса на электронах проводимости (б) и с прямыми измерениями магнитной восприимчивости при учете вклада иной природы, чем спиновый парамагнетизм (в). Эти величины имеют довольно значительную погрешность, обычно порядка 10%. Однако, как видно из табл. 9.3, они неплохо согласуются с более точными значениями, полученными при исследовании эффекта дГвА. Это согласие подтверждает, что нам удалось корректно разрешить неопределенность при определении -фактора, т.е. выбор целых чисел в (9.4) произведен правильно. [c.544]

ЛАНДАУ ДИАМАГНЕТИЗМ, диамагнетизм свободных эл-нов во внеш. магн. поле предсказан Л. Д. Ландау в 1930. Магн. св-ва электронного газа, помещённого в магн. поле Н, обусловлены наличием у эл-нов собств. спинового магн. момента (см. Спин) и изменением характера движения свободных эл-нов под влиянием поля Н. Магн. поле искривляет траекторию движения эл-нов т. о., что проекция их движения на плоскость, перпендикулярную Н, приобретает вид замкнутых траекторий (орбит). Возникшее квазипериодич. движение эл-нов по орбите квантуется и даёт диамагнитный вклад хл. д. в магнитную восприимчивость электронного газа [c.344]

Для Ф. п. II рода характерно отсутствие скачков плотности в-ва, концентрации компонентов, теплоты перехода. Но точно такая же картина наблюдается и в критич. точке на кривой Ф. п. I рода (см. Критические явления). Сходство оказывается очень глубоким. Ок. критич. точки состояние в-ва можно характеризовать величиной, играющей роль параметра порядка. Напр., в случае критич. точки на кривой равновесия жидкость—пар — это отклонение плотности от ср. значения. При движении по критич. изохоре со стороны высоких темп-р газ однороден, и отклонение плотности от среднего значения равно нулю. Ниже критической температуры в-во расслаивается на две фазы, в каждой из к-рых отклонение плотности от критической не равно нулю. Поскольку вблизи точки Ф. п. II рода фазы мало отличаются друг от друга, возмояшо образование зародышей большого размера одной фазы в другой фазе [флуктуация), точно так же, как вблизи критич. точки. С этим связаны многие критич. явления при Ф. п. II рода бесконечный рост магнитной восприимчивости ферромагнетиков и диэлектрической во с приимчивос ти сегнетоэлектриков (аналогом явл. рост сжимаемости вблизи критич. точки жидкость—пар), бесконечный рост теплоёмкости, аномальное рассеяние эл.-магн. волн [световых в системе жидкость—пар (см. Опалесценция критическая), рентгеновских в ТВ. телах], нейтронов в ферромагнетиках. Существенно меняются и динамич. явления, что связано с очень медленным рассасыванием образовавшихся флуктуаций. Напр., вблизи критич. точки жидкость—пар сужается линия рэлеевского рассеяния света, вблизи Кюри точки ферромагнетиков и Нееля точки антиферромагнетиков замедляется спиновая диффузия (происходящее по законам диффузии распространение избыточной намагниченности) и т. д. Ср. размер флуктуаций (радиус корреляций) Я растёт по мере приближения к точке Ф. п. II рода и становится в этой точке бесконечно большим. [c.801]

Наряду со слабомагнитными телами существует ряд веществ, например ферромагнетики, для которых намагниченность не является линейной функцией поля. Для диамагнетиков характерно, что восприимчивость, как правило, не зависит от температуры, а для парамагнетиков она часто изменяется обратно пропорционально абсолютной температуре. Магнитные свойства атома обусловлены следующими факторами орбитальным движением электроно)в спиновыми эффектами магнетизмом атомного ядра Нейтроны и протоны, составляющие ядро, обладают собственными магнитными моментами. Однако величина магнитного момента нуклона из-за того, что его масса почти в 2000 раз больше массы электрона, пренебрежимо мала по сравнению с магнитным моментом электрона. Вычисление суммарных моментов атомов облегчается тем, что как суммарный орбитальный, так и суммарный спиновый момент полностью застроенных электр(зн-ных оболочек равен нулю. Поэтому следует принимать во внимание лишь электроны, занимающие незаполненные оболочки. [c.143]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...