Магнитное взаимодействие в газе свободных электронов

МАГНИТНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ В ГАЗЕ СВОБОДНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ [c.297]

Магнитное взаимодействие II 286—307 в газе свободных электронов II 297—299 в двухэлектронной системе II 289—296, 304-306 [c.400]

Магнитные сплавы и эффект Кондо. В разбавленных твердых растворах ионов магнитных элементов в немагнитном ме-таллическом кристалле (нанример, раствор ионов Мп в Си) существование обменного взаимодействия между этими ионами и электронами проводимости кристалла имеет важные следствия. Свободный электронный газ в окрестности магнитного иона намагничивается, и зависимость намагниченности от расстояния [c.680]

Молекулярный кристалл в первом и грубом приближении можно рассматривать как ансамбль независимых молекул. Поэтому величины квадрупольных взаимодействий, измеренные в кристалле при помощи магнитного резонанса, будут мало отличаться от тех же величин, полученных путем изучения тонкой структуры вращательных спектров молекул в газе. Действительно разница в измеренных значениях постоянных взаимодействий e qQ для твердого тела и газа редко превышает 10%. На втором этапе величина квадрупольного взаимодействия ядра в свободной молекуле сравнивается с соответствующей величиной для свободного атома. В этом случае различия могут быть значительными, так как они обусловлены главным образом природой связи между атомами молекулы. В молекулах, в которых преобладают ионные связи, и электронное окружение данного ядра является почти сферическим, квадрупольные взаимодействия, по-видимому, значительно слабее, чем в молекулах с ковалентно связанными атомами. В значительном чи ле работ, часто грубо эмпирических по существу, предпринимались попытки свести молекулярные квадрупольные взаимодействия к квадрупольным взаимодействиям свободных атомов, а также связать их с остальными молекулярными свойствами (см. [4], стр. 119). [c.165]

ОБМЕН МЕЖДУ ДЕЛОКАЛИЗОВАННЫМИ ЭЛЕКТРОНАМИ МАГНИТНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ В ГАЗЕ СВОБОДНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ [c.286]

Парамагнетизм металлов. Число парамагнитных металлов составляет около 40. Опытные данные свидетельствуют о том, что для большинства металлов отсутствует 4емпера-турная зависимость восприимчивости. Если ограничиться приближением идеального газа, т. е. пренебречь энергией межэлектронного взаимодействия, то основное отличие квантовой теории от классической сведется к тому, что будет выполняться принцип Паули. В применении к газу свободных электронов это означает, что в фазовой ячейке не может быть более двух электронов с противоположными спинами. При включенном магнитном поле необходимо учитывать наличие индивидуальных спиновых состояний. [c.148]

Одни авторы [2] связывают появление тетрагональности с особенностями зонной структуры переходных металлов и возможностью образования дырок среди коллективизированных электронов. Зонная модель ферро- и антиферромагнетизма предполагает, что в фермиевском газе свободных электронов в определенных условиях устанавливается обменное взаимодействие, способствующее самопроизвольному намагничиванию. В Зс1-металлах нахождение одной дырки на жу-орбитали приводит к формированию связывающей dxy-зоны, а образующиеся две дырки попадают на dyz и с гж-орбитали, что ведет к кооперативному искажению ГЦК-решетки до тетрагональной симметрии. Одновременно возникает двухподрешеточная структура и появляется антиферромагнитная корреляция. В первом случае, с/а>1 и наблюдается антиферромагнитное взаимодействие в плоскостях (001) во втором случае, ja< и— взаимодействие между плоскостями (001).Спо-нижением температуры испытания и уменьшением содержания железа роль дырочной проводимости увеличивается [30]. Зонная модель со спонтанным моментом коллективизированных электронов наиболее полно объясняет магнитные свойства Зд-металлов с высокой степенью перекрытия недостроенных оболочек (хром, марганец). Однако эта модель не объясняет разделения магнитных и кристаллографических превращений, а также существования анти- ферромагнитного порядка только в ГЦК-кристаллах [2]. [c.77]

СЛИШКОМ массивны, чтобы обладать заметными орбитальными магнитными моментами, а собственный магнитный момент ядер примерно в 1(Я раз меньше соответствующего магнитного момента электрона. Ориентация электронных спинов во внешнем магнитном поле приводит к явлению парамагнетизма, а орбитальное движение электронов лежит в основе диамагнетизма. В реальном веществе эти два эффекта конкурируют между собой. Однако в этом параграфе мы полностью игнорируем явление парамагнетизма, а также пренебрегаем взаимодействием электронов с атомами. Таким образом, мы рассматриваем идеализированную задачу о газе свободных электронов во внешнем магнитном поле, считая их для простоты бесспино-выми частицами. Такая модель наглядно иллюстрирует возникновение диамагнетизма в результате квантования орбит, но, конечно, слишком упрощена для использования в физических приложениях [c.263]

Совершенно очевидно, что с помощью теории магнетизма газа свободных электронов не имеет смысла даже пытаться описать магнитное взаимодействие в реальных металлах. Однако эта теория не лишена интереса в силу ряда причин. а) Это простая модель, позволяющая объяснить возникновение магнитной структуры в отсутствие взаимодействий, явно зависящих от спина, б) Ее сложность дает указание на масштаб проблем, с которыми приходится сталкиваться при описании реальных металлов, в) В правильной общей теории магнетизма металлов (которой в настоящее время не существует), несомненно, должен быть найден способ одновременного описания особенностей обменного взаимодействия, связанных как с локализацией (что было сделано выше), так и с де локализацией (что будет сделано ниже) элект]Юпов. Блох [5] впервые показал, что при- [c.297]

Таким образом, совершенно не очевидно, какое основное состояние в приближении Хартри — Фока будет наилучшим. Кроме того (что еще хуже), простые попытки улучшить теорию Хартри — Фока приводят к радикальному изменению ее результатов. В настоящее время существует мнение, что газ свободных электронов, возможно, не является ферромагнитным ни при каких значениях плотности, хотя строгое доказательство этого отсутствует. Фактически ферромагнитные свойства обнаруживают только те металлы, отдельные ионы которых содержат частично заполненные д.- или /-оболочки, а такая ситуация безнадежно далека от области применимости модели свободных электронов. Чтобы объяснить магнитное упорядочение в металлах, необходимо рассматривать обменное взаимодействие между делокализованными электронами, учитывая при этом конкретные особенности зонной структуры ) и (или) особенности строения атомов, которые лежат в основе правил Хунда. [c.299]

Мы здесь имеем положение, аналогичное случаю колебаний решетки, когда кинетическая энергия, подведенная к одному иону, благодаря кулоновскому взаимодействию распространялась на все ионы решетки. Результирующее возбуждение может быть описано состояниями волнового типа. Соответственно рассматриваемая проблема имеет и решения волнового вида (а е ). Энергия, затраченная на поворот спина, распределяется по всей спиновой системе спиновые волны, рис. 50). Спиновые волны могут квантоваться так же, как волны решетки. Здесь, следовательно, возникают магноны в виде новых коллективных возбуждений. Однако мы не будем изучать этот новый тип элементарных возбуждений с помощью уравнений Хартри—Фока для свободного электронного газа, а сделаем некоторое общее предположение. В большинстве случаев спины, корреляция которых приводит к спонтанному магнитному моменту при ферромагне [c.159]

Рассмотрим правильную пространственную решетку, в узлах которой расположены атомы, имеющие электронные оболочки. Их внешние электроны при соответствующих условиях (в металлах) могут потерять свою индивидуальную принадлежность, образуя свободный электронный газ во всей системе в целом (такую возможность мы рассмотрели в гл. И1, 2, п. в)), внутренние же электроны пространственно локализованы — они связаны со своими узлами кристаллической решетки. Предположим для простоты (более сложные случаи рассматриваются аналогично), что имеется только один внутренний электрон в s-состоянии. Его не-скомпенсированный магнитный момент равен собственному моменту электрона и=ро, где p=e/i/2m — магнетон Бора, а о= =о(л ), д(у), 0 г)) —известные спиновые матрицы Паули. Так как мы не интересуемся какими-либо другими движениями данного t-ro атома, то будем определять внутреннее состояние i-ro узла решетки квантовым числом = 1. Взаимодействие магнитного момента .i, с внешним полем Н=(0,0, Я) изобразится как i/,=— ы,Н=—рЯо/. Взаимодействие же узлов друг с другом определится главным образом не прямым спин-сниновым взаимодейст- [c.667]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...