Обменное взаимодействие константы

Динамич. магн. восприимчивость ферромагнетика может быть найдена в результате рещения ур-ния (1) при заданных постоянном и переменном А, магн. полях в каждой точке при этом в учёте ур-ний электродинамики и граничных условий нет необходимости. Сделаем следующие допущения 1) намагниченность однородна тогда в правой части ур-ния (2) нужно принимать во внимание только первый член 2) ферромагнетик изотропный и непроводящий, магнитоупругое взаимодействие нё учитывается тогда в F входят только магн. энергия —M Ho + h ) и обменная энергия, к-рую при однородной намагниченности можно записать в виде —(1/2)АЛ/ , где Л — константа обменного взаимодействия ф. поле обменного взаимодействия в ур-ние (1) не войдёт и, i. о., Н = На + к 3) потери энергии не учитываются, т. е. Л = 0 4) рассматривается случай малых амплитуд, т. е. [c.306]

Чтобы учесть экранировку, надо заменить в интеграле на (А + х )"1, где и = обратный дебаевский радиус, уже введенный в 4.1. При этом Де за вычетом константы будет выражаться формулой (П.46) с заменой 1п(2ро /Е) на 1п(2ро/Дх) при Йх< ро. Для нас будет важно лишь то обстоятельство, что обменное взаимодействие приводит к положительной добавке к скорости квазичастиц порядка [c.191]

Мы называем этот гамильтониан ферромагнитным, поскольку положительная константа обменного взаимодействия J способствует параллельной ориентации спинов. Эффекты, связанные с магнитным дипольным взаимодействием моментов, не включены в J, но их можно учесть, соответствуюш,им образом определив поле Н, действуюш ее на отдельные спины (направление этого поля мы принимаем за ось z). Более подробно этот вопрос мы обсудим ниже (стр. 337), здесь же укажем, что Н представляет собой локальное поле (в смысле гл. 27), действую-ш ее на каждый магнитный ион и не обязательно равное приложенному внешнему полю. [c.316]

Рассмотрите магнитную структуру, построенную из спинов двух типов, занимающих узлы в двух вложенных друг в друга подрешетках. Пусть константы обменного взаимодействия спинов в подрешетке 1, в подрешетке 2 и между подрешетками равны соответственно [c.338]

Заметим теперь, что так как обменное взаимодействие определяется интефалом перекрытия электронных функций, то оно оказывается существенным только для ближайших соседних узлов, а так как расстояния между ними фиксированы, то это взаимодействие 1 г, - tj) для каждой координационной сферы (из которых важна по существу только первая, включающая ближайших соседей) превращается в константу, и мы приходим, суммируя это взаимодействие по всей решетке, фактически к однопараметрическому гамильтониану, который при сохранении только операторной по <Г = <Г ,..., (г части можно записать в виде [c.333]

В 22 отмечалось, что ядерные силы имеют характер короткодействующих сил и обладают свойством насыщения. Для объяснения этих свойств ядерных сил было сделано предположение о том, что они являются квантовомеханическими обменными силами, т. е. они возникают между двумя частицами благодаря обмену третьей частицей. Такой частицей, выполняющей роль переносчика нук-лонного взаимодействия, является, по-видимому, мезон (я , л -мезоны и, быть может, другие более тяжелые мезоны). Все, я-мезоны следует считать различными зарядовыми состояниями одной л-частицы. Радиус действия ядерных сил, возникающих при таком обмене л-мезонами (как указывалось выше, 10), должен зависеть лишь от массы частиц-переносчиков и мировых констант h и с. Из указанных выше величин можно составить только одну постоянную с размерностью длины — комптоновскую длину волны л-мезона [c.158]

S — константа, характеризующая обменное взаимодействие между соседними магнитными ибнами в изотропных системах или же между соседними магнитными ионами внутри линейных цепей в квазн-одномерных (rf=l) системах либо внутри плоскостей в квазидвумер-ных (d — 2) системах [c.653]

Здесь члены, коэф. у к-рых обозначены прописными буквами, обусловлены обменным взаимодействием, а строчными буквами обозначены коэф. членов, описывающих анизотропию АФМ. Условие минимума потенциала Ф даёт систему ур-ний, решения к-рых определяют значения векторов и М при термодинамич. равновесии, -Эти репюния зависят от знаков констант. В частности, решения с соответствуют минимуму, когда А <0. [c.109]

Различают прямое и непрямое об.менные взаимодействия. В случае прямого o6M Jsa константы У,у определяются непосредств. перекрытием волновых ф-цип взаимодействующих ионов. Непря.мой обмен реализуется за счёт к.-л. промежуточной подсистемы (напр., электронов проводимости) и проявляется в более высоких порядках теории возмущений по сравнению с прямым обменом. Непрямой обмой между локализо ванными спинами через электроны проводимости паз. косвенном обменным взаимодействием ИЛИ РККИ- [c.421]

ДОМЕННАЯ СТЕНКА (доменная граница магнитных доменов)— переходный слой от одного домена с однородно намагниченностью Mi к др. домену с однородной намагниченностью (см. Магнитная доменная структура). Толщиеа Д. с. бо определяется конкуренцией неоднородного обменного взаимодействия (стремящегося увеличить и магнитной анизотропии, (уменьшающей 6 ) бд ( 4// ) / , где А п К — константы обменной энергии и энергии анизотропии. [c.8]

В ф-ле (1) магнитоупругие константы рассматриваются как феноменологнч. параметры, к-рые определяются экспериментально. В микроскопия, теории М. в. эти параметры и их зависимость от темп-ры и магн. ноля определяются для данного материала, исходя из его кристаллич. структуры и квантовомеханич. характеристик магн. ионов. Выделяют М. в., основанное на магн. диполь-дипольном взаимодействии, на анизотропном обмене и на комбинированном с участием спин-орбитального, обменного взаимодействия и на внутри1фисталлич. полях. [c.19]

Коэффициенты при изотропных членах А л В), обусловленные обменным взаимодействием, во иного раз больше коэффициентов при анизотропных релятивистских членах (а, Ь, д). Коэф. В является оси-.константой обменного взаимодействия, определяющей эффективное обменное иагн. поле Нж — ВЫ2. Минимизация (3) при заданном значении даёт два решения [c.556]

Особенности магнитного резонанса в металлических ферромагнетиках обусловлены наличием в них электронов проводимости. Благодаря скин-эффекту индуцированная высокочастотным магнитным полем намагничивае-мость неоднородна по объему образца, что ведет к уширению линии ФМР-поглощения. По порядку величины ширина линии равна Дсо == =[Х0с(а/5) 1 , где 9с = (2я РвЛ)/аШа х— константа порядка температуры Кюри А — параметр обменного взаимодействия Мо — намагниченность насыщения а — постоянная решетки б — глубина проникновения электромагнитного поля в металл. Количественные оценки показывают, что обменное взаимоден-. ствие электронов расширяет линию ФМР примерно до 10 А/м при комнатной темп атуре, [c.182]

Таким образом, энергия анизотропии представляется в виде степенного ряда, причем берутся только члены разложения с четными степенями, поскольку в большинстве ферромагнетиков энергия одинакова при отклонении намагниченности как в положительном , так и в отрицательном направлении от оси легкого намагничивания. В тех случаях, когда энергия анизотропии зависит от направления вдоль оси легкого намагничивания ( однонаправленная анизотропия, связанная, например с анизотропным обменным взаимодействием в гетерогенных кристаллах), энергия анизотропии представляется в виде ряда как по четным, так и по нечетным степеням направляющих косинусов. Коэффициенты Кп в (1-17) — (1-20) называются константами магнитокристаллической анизотропии и сами по себе не имеют физического смысла, они являются коэффициентами членов ряда, служащего для математической записи энергии анизотропии. При этом соотношения между величинами и знаками двух первых констант магнитокристаллической анизотропии /(] и Л г в (1-20) изменяются при изменении направлений, которым соответствует минимум энергии анизотропии в одноосном ферромагнитном кристалле (т. е. равновесных направлений его намагниченности в отсутствие внешнего магнитного поля) [1-8]. Эти направления могут или совпадать с гексагональной осью кристалла, или лежать в базисной плоскости, перпендикулярной оси кристалла, или образовывать конус направлений легкого намагничивания, осью которого является гексагональная ось кристалла (табл. 1-3). [c.21]

Обменное взаимодействие между спиновыми и орбитальными моментами 4/-электронов атомов разкоземель-ных металлов велико, что может приводить к чрезвычайно большой кристаллической анизотропии. Измерения, проведенные на монокристаллах ТЬ и Оу, показали, что константы одноосной анизотропии этих металлов составляют 5,5-10 Дж/м при 10—20 К и 1,7-10 Дж/м при 150—200 К. Для металлов ТН, Но, Ег, Ти константа анизотропии также имеет порядок 10 Дж/м [2-1]. Таким образом, эффективное поле анизотропии редкоземельных металлов составляет примерно 10 кА/м, что на два-три порядка выше, чем значения поля анизотропии ферромагнетиков группы железа. [c.49]

Известно, что источниками магнитной анизотропии в ферритах могут быть анизотропное обменное взаимодействие между ионами [1] и анизотропное взаимодействие иона с кристаллическим электрическим полем [2]. Эти же источники ответственны за возникновение наведенной магнитной анизотропии (н.м.а.) в кобальтзамещенных ферритах [3,4]. Расчет, проведенный Танигучи [1] для обращенного феррита, содержащего примесь кобальта, показал, что константа н.м.а. (Хн), обусловленная анизотропным обменным взаимодействием ионов кобальта, пропорциональна x x — содержание кобальта в образцах). Согласно одноионной модели [2], Ки возрастает линейно с ростом концентрации кобальта (Kh -v). [c.105]

Константа Вейсса X, таким образом, прямо пропорциональна обменному интегралу У. (В (40.3), как и раньше, учитывалось обменное взаимодействие только между ближайшими соседями.) Уравнение (40.3) достаточно для вычисления температуры Кюри и, следовательно, для сопоставления Я с соответственными экспериментальными данными. Чтобы это сделать, нужно сначала вернуться к теории намагничивания парамагнитного вещества. Мы предположим, что ионы твердого тела имеют магнитный момент ц, который во внешнем магнитиом"поле обладает числом возможных ориентаций (Му = /, / — 1,. ..,—/+1, —/). Тепловое [c.171]

В прос1ых металлах рассчитанная плотность валентных электронов оказывается почти однородной, так что обменный потенциал, отвечающий свободным электронам, очень мало отличается от константы, поэтому энергетические зоны существенно не изменяются. Следовательно, зонная структура, учитывающая обменную энергию свободных электронов, очень близка к той, которая получается в приближении Хартри фактически в большинстве расчетов обменной энергией валентных электронов вообще пренебрегают, и результаты обычно хорошо согласуются с экспериментом. В полупроводниках электронная плотность далеко не однородна, поэтому расчеты, учитывающие обменное взаимодействие валентных электронов в приближении свободного электронного газа, оказываются исключительно успешными [6]. В переходных металлах, в частности в меди, попытки использовать приближение Хартри в том виде как это делается для простых металлов, приводят к энергетической структуре, в которой состояния -типа совершенно неправильно расположены относительно состояний 5-типа. Однако если ввести потенциал типа потенциала Ходорова [71, который приближенно имитирует обменное взаимодействие в свободном атоме, то различные энергетические зоны становятся на свои места в согласии с экспериментом 18, 91. Вполне вероятно, что того же эффекта можно было бы достичь, включив обменное взаимодействие свободного электронного газа. Таким образом, во всех случаях сравнение с экспериментом, по-видимому, говорит в пользу аппроксимации обменной энергии взаимодействующих валентных электронов обменной энергией свободного электронного газа. [c.94]

Спиновый гамильтониан (32.20) называется гамильтонианом Гейзенберга ), а величины / j — константами (а также параметрами или коэффициентами) обменного взаимодействия. Получение информации даже из гамильтониана Гейзенберга представляет собой, вообще говоря, весьма трудную задачу, на решении которой основываются многие весьма глубокие исследовадия магнетизма твердых тел. Однако необходимо помнить, что даже для вывода гамильтониана Гейзенберга необходимо использовать много гесьма тонких физических соображений и сделать довольно сложные приближения. [c.296]

Например, то же взаимодействие нуклон — нуклон, если оно происходит на сравнительно больших расстояниях (так называемые периферические столкновения), будет в основном идти через одно-пионный обмен (см. рис. 7.16), так как для узла рис. 7.15 Дт = т , а для всех других возможных виртуальных узлов величина Дш равна или больше 2т . Экспериментально периферические столкновения можно изучать, наблюдая нуклон-нуклонное рассеяние на малые углы. Таким образом, можно утверждать, что при рассеянии нуклон — нуклон на малые углы основную роль играет последовательность виртуальных процессов, изображаемая диаграммой рис. 7.16. По тем же причинам фоторождение пионов вблизи порога в основном идет в соответствии с диаграммой рис. 7.7. Кстати, именно в экспериментах по фоторождению пионов была впервые измерена константа связи снльн- [c.325]

В этом особом случае химическое взаимодействие может быть представлено в виде двух последовательных реакций, которые иногда практически неразличимы. Руди [36] широко использовал термин обменная реакция для описания процесса установления равновесия между двумя фазами в системе с тремя и более составляющими. Хорошим примером обменно-реакционной связи служит связь титано-алюминиевой матрицы с борным волокном. Вслед за реакцией образования диборида, содержащего титан и алюминий, происходит обмен между атомами титана матрицы и атомами алюминия диборида. На рис. 1 показаны полученные Блэкберном и др. [6] результаты микрорентгеноспектрального анализа состава слоев в зоне взаимодействия сплава Ti-SAl-lMo-lV с бором. В результате оттеснения алюминия растущим диборидам концентрация А1 в сплаве повышается с 8 до 14%. Согласно Кляйну и др. [20], оттеснение алюминия при обменной реакции приводит к уменьшению константы скорости реакции между бором и сплавом с 10% А1 при 1033 К от 5,2-10- до 3,4-10-7 см/с /. [c.84]

И. и. нарушается также из-за разности масс и констант связи заряженных и нейтральных частиц, в частности пионов, обмен к рыми ответствен за сильное взаимодействие нуклонов (на кварковом уровне — из-за разности масс и- и d-кварков). В ряде случаев это приводит к большим наблюдаемым эффектам. Напр., разница длин рр- и нр-рассеяний в синглотном состоянии составляет 5,8 t 0,1 Фм при значении длины pp-jia -сеяния 17,9 Фм. [c.120]

Т. к. сильные взаимодействия кварков описываются квантовой хромодинамикой, то речь идёт об учёте обменов как 1У-бозонами, так и глюонами. Не исключено, что наблюдаемое на опыте усиление переходов с = проистекает от комбинации зеск. факторов. Наиб, вклад вносят, по-видимому, диаграммы, представленные на рис. 1 (А. И. Вайнштейн, В. И. Захаров, М. А. Шифмаа, 1976). В литературе они получили название пингвины . Поскольку существенна область, в к-роп константа связи кварков с глюонами ве- лика, то вряд ли удастся решить вопрос о цронсхож-дении правила отбора Д/= /2 ДО конца аналитич. образом. Делаются попытки вычислений амплитуд нелептон-ных распадов К-мезонов на машинах, в рамках решёточной формулировки квантовой хромодинамики. Расчёты подтверждают выделенную роль диаграмм типа пингвинов , хотя точность расчётов пока недостаточна для однозначных выводов. [c.387]

Условные обозначения J —обменный интеграл между данным магнитным моментом и магнитными моментами в i-й координационной сфере, —константа взаимодействия Дзялошинского — Мория, D —константа одноосной анизотропии, ОЛН — ось лёгкого намагничивания, ИЛИ —плоскость лёгкого намагничивания, т —уд, спонтанная намагниченность, д —параметр порядка Эдвардса —Андерсона. [c.691]

Связь М. с нейтрино описывается членом лагранжиана (v ) =M - - э. с., где h — безразмерная константа, vj — оператор поля левого нейтрино (черта означает дираковское сопряжение, индекс с — зарядовое сопряжение, 3. с. — эрмитово-сопряжённый член). При испускании или поглощении М. нейтрино переходят в антинейтрино V, и наоборот. Взаимодействия М. сзаряж. пептонами и кварками сильно подавлены они возникают в высших порядках теории возмущений и (или) в результате смешивания М, с нейтральными Хиггса бозонами. Из-за аксиальной структуры связей М. обмен М. в веществе приводит, как можно показать, к потенциалу V r) с очень малой константой. М. может приобретать малую массу вследствие дополнит, взаимодействий, явно нарушающих лептонное число [2]. [c.28]

Обобщение С. г. (4), учитывающее спин-фононное взаимодействие в магнетике, возможно на основе кривой Слэтера, описывающей изменение обменны констант при смещениях ПМИ из своих равновесных положений. Др. обобщенна С. г. (4) возможно, если при разбиении магнетика на две или более магн. подрешётки обменные константы / могут иметь разл. [c.643]

Существование частиц с массой, промежуточной между массами электрона и протона, предсказал в 1935 г. X. Юкава. Его теория основана на представлении, что ядериые силы обусловлены обменом некоторыми частицами (как электромагнитные взаимодействия — обменом фотонов), а тогда для ограничения радиуса действия ядерных сил обмениваемые частицы должны иметь массу. Величину этой массы можно оценить исходя из соотношения неопределенностей 6р Sq Н, где 6р и 6д — неопределеп-ности в величинах импульса и координат частицы при их одповремеппом измерении, а Я — постоянная Планка, основная константа квантовой физики. Полагая, что 5д соответствует радиусу действия ядерных сил го, а [c.35]

Смотреть страницы где упоминается термин Обменное взаимодействие константы : [c.109] [c.214] [c.215] [c.215] [c.421] [c.101] [c.252] [c.151] [c.291] [c.292] [c.406] [c.190] [c.37] [c.310] [c.387] [c.658] [c.423] [c.237] [c.9] [c.807] [c.337] [c.670] [c.670]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...