Магнитный момент локализованный

О чем, в частности, свидетельствует сохранение и даже возрастание магнитных моментов, локализованных на их атомах, тогда как никель в таких сплавах теряет свой магнитный момент [11]. Термодинамические свойства сплавов таких систем, как Сг — Аи [12] и Мп — Ag [13], отражают специфический характер взаимодействия компонентов. Практически во всей области существования твердых растворов парциальные теплоты смешения для хрома и марганца положительны и аномально зависят от состава (возрастают с ростом содержания переходного металла), тогда как парциальные теплоты для золота и серебра отрицательны и малы по абсолютной величине (рис. 2). Можно полагать, что хром и марганец также претерпевают существенные изменения своего электронного состояния, входя в матрицу твердого раствора, однако эти изменения требуют определенных затрат энергии. Известно, что марганец и хром [c.157]

До сих пор мы не использовали представление Блоха для исходной кристаллической решетки. Пусть теперь произвольная случайная переменная М соответствует узлу решетки с номером I. Роль этой переменной может играть, например, магнитный момент локализованного спина или малое смеш ение атома из своего узла. Предположим, далее, что рассматриваемая физическая модель обладает трансляционной инвариантностью решетки. Тогда естественно ввести новые переменные с помощью преобразования Фурье [c.48]

Выше отмечалось, что при низких температурах в почти чистых металлах удельное сопротивление сильно зависит от концентрации примесей и дефектов. Интересные эффекты наблюдаются, когда очень малое количество магнитного металла растворено в каком-либо немагнитном металле. Эти эффекты возникают, когда растворенная магнитная примесь образует то, что называется локализованными магнитными моментами. Вопрос о том, будет ли локализованный момент возникать в конкретном разбавленном сплаве, слишком сложен, чтобы рассмат- [c.195]

Отметим, что локализованные магнитные моменты могут быть связаны не только с магнитными атомами. Так, А. Ф. Хохлов и П. В. Павлов наблюдали возникновение ферромагнитного упорядочения в аморфном кремнии. Здесь нет атомов с недостроенными внутренними оболочками, однако имеются оборванные ковалентные связи. На каждой такой связи локализован неспаренный электрон. В обычных условиях концентрация оборванных связей в аморфном кремнии невелика ( --10 —lO s см- ), поэтому взаимодействия между локализованными на связях магнитными моментами нет. Такое вещество представляет собой парамагнетик. Однако при высокой плотности оборванных связей, которую можно создать, облучая аморфный кремний ускоренными ионами инертных газов, возникает обменное взаимодействие, приводящее к ферромагнетизму. [c.340]

Рис, 2. Зависимость магнитной восприимчивости в немагнитных металлах (1), в веществах с локализованными магнитными моментами (2) и в соединениях с тяжёлыми фермионами (3). [c.194]

Для большого числа металлов и сплавов с локализованными или почти локализованными магнитными моментами температурную зависимость магнитной восприимчивости можно описать законом Кюри—Вейса [c.5]

Модель, которая до сих пор была положена в основу изложения, рассматривает непосредственное обменное взаимодействие между локализованными спинами ближайших соседей. При этом предполагается, с одной стороны, что электроны иона решетки, которые вносят вклад в магнитный момент, достаточно связаны, так что ионы можно рассматривать как изолированные структурные единицы построенной решетки. С другой стороны, однако, предполагается, что ближайшие соседи настолько близки друг к другу, что имеет место заметное обменное взаимодействие. [c.174]

Наш анализ резонансных состояний основывался на приближении самосогласованного поля. Можно, однако, и в отношении этих состояний поставить вопрос о переходе Мотта. Построим из резонансных состояний пакет таким образом, чтобы получить настоящую локализованную волновую функцию, и совершим соответствующее преобразование зонных состояний так, чтобы сделать их ортогональными этой функции. Тогда на их основе можно построить многоэлектронные волновые функции и поставить вопрос о том, какой из этих многоэлектронных функций отвечает наименьшее среднее значение электрон-электронного взаимодействия. Для очень узкого резонанса может оказаться, что наименьшей энергией обладает локализованное состояние. Таким образом мы придем к настоящему локализованному состоянию с энергией, близкой к энергии свободного атома, хотя она и лежит в середине зоны проводимости. Можно полагать, что такого рода ситуация годится для описания /-состояний в редких землях, но не подходит для -состояний переходных металлов группы железа. Даже тогда, когда формируются локализованные магнитные моменты (этим мы займемся в 7 гл. V), такие состояния следует рассматривать как резонансные. [c.218]

В последние годы очень интенсивно проводилось изучение свойств магнитных примесей, таких, как марганец и железо, растворенных в нормальных металлах, например в меди. Многие свободные ионы переходных металлов с частично заполненными -оболочками имеют в основном состоянии нескомпенсированный электронный спин, а следовательно, и отличный от нуля магнитный момент. Проведенный нами анализ зон переходных металлов и резонансных состояний показал, что такие ионы, будучи растворенными в простых металлах, сохраняют в основном свои атомные характеристики. Поэтому можно ожидать, что они будут приводить к возникновению магнитных моментов в простых металлах, локализованных вблизи такой примеси. Так оно часто и бывает, и эти моменты дают вклад в парамагнитную восприимчивость и во многие другие свойства сплавов. [c.538]

Изучение магнитных явлений, обусловленных наличием локализованных магнитных моментов на некоторых примесных узлах. [c.193]

До сих пор мы совсем не касались вопроса о вкладе электронов проводимости в магнитный момент металла. Электроны проводимости в отличие от электронов частично заполненных оболочек ионов не являются пространственно-локализованными вместе с тем из-за жестких ограничений, налагаемых принципом Паули, нельзя также считать, что они, как и электроны, локализованные на различных ионах, взаимодействуют с полем независимо друг от друга. [c.277]

Локализованные магнитные моменты в магнитоупорядоченном твердом теле могут изменять или не изменять намагниченность твердого тела в целом. Если они ее изменяют, то магнитное упорядочение, существующее на микроскопическом уровне, проявляется (даже в отсутствие внешнего поля) в виде макроскопической объемной намагниченности, называемой спонтанной намагниченностью. Такое упорядоченное состояние называется ферромагнитным. [c.309]

В предложенной Гейзенбергом модели магнитного материала с 1-ш узлом идеального кристалла связан локализованный магнитный момент, пропорциональный локализованной же спиновой пере- [c.19]

Рис. 205. Зависимость удельного намагничения М (в единицах Мо=п ) от величины магнитного поля рЯ/0 в невырожденном случае 93>6о ер для газа заряженных частиц без спина, для газа заряженных частиц со спином 1/2 и для газа незаряженных частиц, обладающих магнитным моментом ра (или пространственно локализованных электронов)

Мы видим, что образование локализованного момента представляет собой коллективный эффект, требующий того, чтобы параметры лежали в нужной области. Он возникает как следствие присутствия взаимодействия С/па+па- в гамильтониане. Интересно также отметить, что, хотя мы исходили из локализованного -состояния, величина локализованного момента оказалась нецелым числом. Нецелочисленное значение момента свойственно обычно не только магнитным примесям, но и чистым магнитным кристаллам, таким, как железо. Мы могли видеть, каким образом формируются нецелочисленные моменты в чистых материалах, когда обсуждали вопрос о ферромагнетизме зонных электронов. Мы могли бы, с другой стороны, описывать чистые материалы, представляя себе, что сначала формируются локализованные на каждом атоме моменты, а уж затем происходит размытие в зоны. [c.545]

С физической точки зрения это разложение весьма удобно в случае локализованных волновых функций. Такими функциями описываются валентные электроны молекул жидкостей и газов, групп молекул в твердых телах и локализованных парамагнитных ионов. Матрицу плотности можно разложить в комбинированный ряд по степеням Е, Н и УЕ. Средние значения электрического дипольного момента, магнитного дипольного момента и электрического квадрупольного момента можно представить в виде суммы фурье-компонент, каждой из которых соответствует комбинированный ряд по степеням амплитуд электрического и магнитного поля и их градиентов. Эта процедура не представляет принципиальных трудностей, но довольно громоздка. Члены, связанные с магнитным дипольным и электрическим квадрупольным моментами, описывают генерацию второй гармоники в кристаллах с центром инверсии экспериментально этот эффект наблюдался в кальците. Полный перечень всех квадратичных членов для электрического диполя, магнитного диполя и электрического квадруполя недавно был дан Адлером [13]. [c.79]

О К до некоторой критической 0n, называемой температурой Нееля. Если при антипараллельной ориентации локализованных магнитных моментов результирующая намагниченность кристалла равна нулю, то имеет место антиферромагнетизм. Если при этом полной компенсации магнитного момента нет, то говорят о ферримагие-тизме. Различные типы магнитного упорядочения иллюстрируются рис. 10.13. Наиболее типичными ферримагнетиками являются ферриты— двойные окислы металлов состава МО-РеаОз, где М — двухвалэнтный металл (Mg=+, Zn +, u +, Ni"+, Fe +, Mn +). [c.341]

Автор признателен А. М. Клогстону из лаборатории Белл телефон за полезные высказывания по этим вопросам и распространение этих идей на локализованные магнитные моменты (разд. 8.1). [c.120]

Работа Клогстона и сотр. [49], посвященная вопросу о происхождении локализованных магнитных моментов, в некоторой степени подтверждает идею о том, что обменная энергия обусловлена электронами зоны проводимости. Модель свободных электронов, использованная в разд. 8.3 для описания виртуальных состояний, оказывается уже непригодной для описания примесных уровней в переходных металлах. Однако такой расчет можно. провести, применяя волновые функции, более подходящие для этих состояний (волновые функции Слэтера — Костера) при этом для фазового сдвига получается та же кривая, что и раньше. На фиг. 51 изображена функция I Е), характеризующая степень возмущения волновой функции ). Когда I (Е) = 1/F, где V — потенциал возмущения, в данном случае создаваемый положительно заряженным примесным центром, то, как можно показать, фазовый сдвиг равен у (Е) = п/2 ж, как и в случае модели свободных электронов, можно ожидать образования виртуальных состояний, энергии которых лежат вокруг значения, определяемого условием / (Е) = 1/F. Однако в отличие от случая свободных электронов на фиг. 51 мы видим две такие точки Ео и Ei. Выясним, как влияет спин на вырождение в этих точках. [c.128]

Можно убедиться, что во многих редкоземельных соединениях магнитный момент оказывается локализованным. В самом деле, температурная зависимость магнитной восприимчивости в этих соединениях описывается законом Кюри — Вейсса, что указывает на наличие локального поля в окрестности атома. Шаккарино и др. [50], используя электронный парамагнитный резонанс и найтовский сдвиг в ядерном магнитном резонансе, показали, что в редкоземельных фазах Лавеса (см. гл. IV) типа XAlj, где X, например, гадолиний, электроны проводимости поляризованы. Это опять-таки указывает на то, что в обменном взаимодействии принимают участие электроны проводимости. Существуют также соединения (например, GdOsg с температурой Кюри 70° К), кристаллы которых являются ионными и ферромагнетизм у которых должен быть обусловлен прямым обменным взаимодействием. [c.131]

В этой необычной фазе могут находиться борид эрбия-родия и сульфид гольмия-молибдена (ЕгКЬ4В4 и НоМобБб) члены двух семейств тройных сверхпроводящих соединений, в состав которых входит редкоземельный элемент. Редкоземельный элемент образует внутри кристалла упорядоченную решетку магнитных ионов, а переходный металл придает ему сверхпроводящие свойства. Сочетание магнитных и сверхпроводящих свойств привлекло большое внимание к этому классу соединений с момента их открытия в начале 70 г5 годов. Хотя можно было бы ожидать, что рассеяние электронов проводимости с переворачиванием спина на магнитных моментах приведет к разрушению упорядочения в куперовских парах, сверхпроводимость сохраняется, предположительно из-за малости взаимодействия локализованных 4/-электронов в атомах редкоземельных элементов с электронами проводимости [c.251]

Из теории Ф. в рамках локализованной модели следует, что при 0°К средний атомный магнитный момент Ф., приходящийся на один узел, должен быть кратен Одиако опыт показывает, что в d-металлах и сплавах эта величина заметно меньше момента изолированного атома (иона) или среднего момента в редкоземельном металле или неметаллич. ферро- или антиферромагнетике и, кроме того, опа существенно дробная (в ед. рд) (см. Магнитные мо.шч1ты веществ). Это противоречие модели лока-20 [c.307]

Между магнитными моментами отдельных примесей имеется, конечно, прямое магнитное взаимодействие. Оно, однако, всегда очень мало. Взаимодействие между моментами возникает и вследствие электрон-электронного взаимодействия. Физически такое взаимодействие связано с тем, что электрон проводимости, рассеиваясь иа одной примеси, чувствует связанный с ней локализованный спин, и затем переносит информацию об этом спине к другой примеси и рассеивается иа ней в соответствии с ее локализованным моментом, Чтобы понять этот эффект в ббльших деталях, рассмотрим сначала взаимодействие электрона с одной примесью. [c.546]

О сильной корреляции между направлениями атомных спинов в магнитоупорядоченных кристаллах. Причину такого поведе ния легко увидеть на примере следующего простого процесса. Рассмотрим ферромагнетик, находящийся в основном состоянии при 0 = 0°К. Тогда все атомные магнитные моменты направлены в одну сторону и энергия ферромагнетика минимизирована (рис. 1.7.1 (а)). Теперь отклоним магнитный момент одного атома и отпустим. Момент начнет прецессировать вокруг локального эффективного поля (рис. 1.7.1 (Ь)). Но из-за наличия обменных взаимодействий между соседними спинами изменение направления момента не останется локализованным в исходном атоме оно начнет распространяться сквозь кристалл в форме волнового движения (рис. 1.7.1 (с)), называемого спиновой волной. Имеются как продольные, так и поперечные спиновые волны (рис. 1.7.2). Видно, что спиновые волны могут рассматриваться как колебания плотности магнитного момента, распространяющиеся сквозь магнитно упорядоченный кристалл. [c.50]

Самая первая квантовая модель магнетизма — модель Гейзенберга — совершенно игнорирует электронную природу носителей атомного магнитного момента в кристалле и призвана описывать магнитные диэлектрики. Популярная в последние два десятилетия модель Хаббарда исходит из электронных состояний, являющихся одновременно носителями электрического заряда и атомного магнетизма, и предназначается для описания переходных магнитоунорядоченных металлов с узкой энергетической полосой. Широко известная 5 — -модель исходит из независимого существования в кристалле локализованных магнитных моментов и электронов проводимости учет обменного взаимодействия между ними дает возможность описать связь магнитных и электронных свойств редкоземельных или переходных металлов. Используя какую-либо из этих моделей, можно получить, по крайней мере качественно, объяснение многим свойствам конкретных магнитоупорядоченных веществ. [c.5]

Локальный характер взаимодействия, зависящего от спиновых состояний электронов, допускает возможность локализованных спиновых состояний на узлах решетки, т. е. существование локализованных атомных магнитных моментов, несмотря на зарядовую делокализацию электронных состояний в системе. [c.129]

Сведение проблемы к одномерной задаче. Одним из самых ярких достижений использования анзатца Бете и техники КМОЗ в статистической механике является точное решение задачи о примесном атоме с локализованным магнитным моментом, погруженном в немагнитный металл. Первые исследования задачи о рассеянии электронов проводимости на такой примеси в следуюш их за борновским приближениях показали суш,ественные температурные аномалии рассеяния и, в частности, спиновую экранировку примеси электронами проводимости при низких температурах. Совокупность всех этих явлений получила название эффекта Кондо. В течение почти двух десятилетий эта проблема была предметом интенсивного изучения, но все подходы основывались на том или ином варианте теории возмуш ений (см. 9). Впервые точное решение задачи было дано Вигманом [17, 164], несколько позднее — Андреем [75]. [c.236]

Соединения с почти локализованными 5/-элект-ронами. У А. м. такого типа величины магн. моментов в магнитоупорядоченном состоянии близки к теоретически рассчитанным, выполняется закон Кюри — Вейсса для парамагн. восприимчивости, наблюдаются гигантские значения магнитной анизотропии и маг-яитост.рикцаи. Характерными для актинидных ан-тиферромагнстиков являются сложные магнитные [c.40]

По магн. свойствам М. с. подразделяются на два технологически важных класса. М. с. класса ферромагнитный переходный металл (Ре, Со, N1, в количестве 75—85%)—н е м е т а л л (В, С, 81, Р— 15—25%) являются магнитно-мягкими материалами с незначительной коэрцитивной силой ввиду отсутствия магн.-кристаллич. анизотропии (наблюдаемая макроскопич, магнитная анизотропия обусловлена ири ненулевой магнитострикции внутр. или внеш. напряжениями, к-рые могут быть снижены при отжиге, а также наведённой анизотропией в расположении пар соседних атомов). Магнитная атомная структура осн. состояния таких систем может быть представлена в виде совокупности параллельно ориентированных локализованных магн. моментов при отсутствии трансляц. периодичности в их пространств, размещении, причём благодаря эффектам локального окружения магн. моменты ионов по своей величине могут флуктуировать (см. Аморфные магнетики). М. С. этого класса имеют почти прямоугольную петлю гистерезиса магнитного с высоким значением индукции насыщения В , что в сочетании с высоким уд. электрич, сопротивлением р ж, следовательно, низкими потерями на вихревые токи делает М. с. по сравнению с электротехн. сталями более предпочтительными при применении, напр., в трансформаторах [6]. [c.108]

Такая точка зрения позволяет избежать неприятностей при интерпретации оптических свойств и фотоэлектронной эмиссии ферромагнитных металлов вблизи температуры Кюри. Вначале мы предполагали, что возникновение ферромагнетизма при температуре Кюри сопровождается изменениями зонной структуры от той, которая соответствует немагнитному состоянию (фиг. 144, а), до магнитной зонной структуры (фиг. 144, в). Столь значительные изменения сказались бы на оптических свойствах, чего, однако, не наблюдается. Теперь становится ясным, что даже при температуре, превышающей температуру Кюри, в материале сохраняются локализованные на каждом атоме моменты, которые оказываются не упорядоченными, как в ферромагнитном состоянии, а разупорядочен-ными. Таким образом, даже выше температуры Кюри плотность состояний примерно соответствует зонной структуре на фиг. 144, в, а не фиг. 144, а. Разупорядочение несколько искажает зоны подобно тому, как это происходит в жидкостях, но не оказывает существенного влияния на их энергии, характерные ширины и количество состояний, которые в них содержатся. Можно ожидать, что сдвиги в плотности состояний имеют величину порядка Л в (т. е. порядка 0,01— ,1 эВ), а не и (т. е. порядка 1 эВ). С -метим, наконец, что в условиях, когда локализованные моменты уже образовались, но ветичина и слишком мала, система оказывается мягкой относительно появления флуктуаций локального спина, т. е. для их возбуждения необходима малая энергия. Соответствующие нулевые флуктуации спиновой плотности велики и называются парамагнонами. [c.545]

Смотреть страницы где упоминается термин Магнитный момент локализованный : [c.339] [c.683] [c.252] [c.41] [c.173] [c.15] [c.24] [c.31] [c.279] [c.55] [c.306] [c.302] [c.136] [c.230] [c.94] [c.469] [c.295] [c.299] [c.391] [c.305] [c.301]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...