к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике

А   Б   В   Г   Д   Е   Ж   З   И   К   Л   М   Н   О   П   Р   С   Т   У   Ф   Х   Ц   Ч   Ш   Э   Ю   Я  

Парамагнетизм

Парамагнетизм - свойство веществ (парамагнетиков)намагничиваться в направлении внеш. магн. поля. Приставка "пара" (греч. "возле", "рядом") указывает на слабость эффекта по сравнению с ферромагнетизмом .Кроме того, в отличие от ферро-, ферри-и антиферромагнетизма, парамагнетизм не связан с магнитной атомной структурой, и в отсутствие внеш. магн. поля намагниченность парамагнетика равна нулю.
Парамагнетизм обусловлен в основном ориентацией под действием внеш. магн. поля Н ссбств. магн. моментов15035-60.jpg частиц парамагн. вещества (атомов, ионов, молекул). Природа этих моментов может быть связана с орбитальным движением электронов, их спином, а также (в меньшей степени) со спином атомных ядер. При15035-61.jpg где Т - абс. темп-pa, намагниченность парамагнетика М пропорциональна внеш. полю:15035-62.jpg где15035-63.jpg - магнитная восприимчивость. В отличие от диамагнетизма, для к-рого15035-64.jpg < 0, при парамагнетизме восприимчивость положительна; её типичная величина при комнатной температуре (Т15035-65.jpg293 К) составляет 10-7 - 10-4.
Парамагнетизм свободных атомов и ионов определяется в основном полным моментом импульса электронной оболочки, характеризующимся квантовым числом J. В магн. поле Н осн. уровень энергии атома расщепляется на 2J + 1 магн. подуровней, разделённых одинаковыми интервалами15035-66.jpg где15035-67.jpg - магнетон Бора и gj - Ланде множитель (см. Зеемана. эффект). Каждому подуровню соответствует квантованное значение проекции15035-68.jpg магн. момента атома на направление Н:15035-69.jpg где mj= J, J - 1, ..., - J. При термодинамич. равновесии, согласно Больцмана распределению, преим. заселяются ниж. подуровни с макс. значениями15035-70.jpg В направлении Н образуется результирующий магн. момент, равный

15035-71.jpg

где N - число магн. атомов,15035-72.jpg функция

15035-73.jpg

является функцией Бриллюэна (см. Ланжевсна функция). При а15035-74.jpg 1 (слабые поля, высокие температуры) ф-ла (1) принимает вид

15035-75.jpg

где15035-76.jpg - эффективный магн. момент атома. Отсюда вытекает Кюри закон для парамагн. восприимчивости:

15035-77.jpg

где15035-78.jpg - постоянная Кюри.
При а15035-79.jpg1 (сильные ноля, низкие температуры) из (1), (2) следует: М =15035-80.jpgт. е. достигается магн. насыщение (все микроскопич. моменты ориентированы в направлении Н). В классич. пределе (J15035-81.jpg)функция BJ(a) переходит в функцию Ланжевена L(a') = ctha' - 1/а', где а' =15035-82.jpgH/kT, a15035-83.jpg - классич. магн. момент частицы. Именно в этих терминах парамагнетизма Ланжевеном (P. Langevin, 1906) была построена первая теория парамагнетизма. Типичная зависимость М от H/Т для парамагн. соли, л к-рой парамагнетизм обусловлен ионами Gd3+ (J = 7/2, gj = 2), показана на рис. 1.

15035-84.jpg

Рис. 1. Зависимость намагниченности М от H/Т для сульфата гадолиния.

Ф-лы (1) - (4) справедливы для осн. состояния атома с заданным J. Влияние вышележащих уровней приводит к двум поправкам. Во-первых, если возбуждённые уровни достаточно заселены, т. е. соответствующие энергетич. интервалы15035-85.jpgkT, то состояния с другими J дают непосредств. вклад в15035-86.jpg Во-вторых, примесь вышележащего квантового состояния приводит к появлению наведённого полем магн. момента атома15035-87.jpg вносящего в восприимчивость не зависящую от температуры добавку15035-88.jpg Она растёт с уменьшением15035-89.jpg и в нек-рых случаях (напр., для Sm3+ и особенно для Eu3+, у к-рого ниж. уровень не магнитный J = 0) даёт осн. вклад в парамагнетизм (см. Ванфлековский парамагнетизм).
Парамагнетизм твёрдых диэлектриков. В твёрдых непроводящих парамагнетиках обычно носителями магн. моментов являются частицы с недостроенными электронными оболочками, прежде всего ионы переходных металлов групп Fe, Pd и Pt, лантаниды и актиниды. Действующее на них электрич. внутрикристаллпческое поле частично или полностью снимает вырождение осн. энергетнч. уровня магн. иона (см. Штарка эффект ),что делает простые ф-лы (1) - (4) недостаточными. При этом, согласно Крамерса теореме, для атомов (ионов) с полуцелым спином (нечётным числом электронов) всегда остаётся по крайней мере двукратное вырождение, снимаемое только в магн. поле.
У ионов лантанидов и актннндов недостроенные 4f- и 5f-оболочки в значит. мере экранированы внеш. электронами, влияние на них внутрикристаллич. поля минимально, J остаётся хорошим квантовым числом, а расщепление уровней ~102 см-1. При высоких темп-pax15035-90.jpg это расщепление не оказывает существенного влияния на парамагнетизм, и ф-лы (1) - (4) хорошо согласуются с опытом. Это видно из табл. 1, где приведены теоретически рассчитанные и определённые экспериментально (из закона Кюри) значения15035-91.jpg для ряда редкоземельных ионов в жидких растворах парамагн. солей.
При более низких темп-pax происходит перераспределение заселённостей штарковских уровней, приводящее к нарушению закона Кюри.

Табл. 1. - Множители Ланде и эффективные магнитные моменты ионов лантаноидов
Ион
Сe3+
Prз+
Nd3+
Sm3+
Eus3+
Gd3+
J
5/2
4
9/2
5/2
0
7/2
gj
6/7
4/5
8/11
2/7
0
2
15035-92.jpg
2,54
3,58
3,62
0,85
0
7,94
15035-93.jpg

(эксперим.)

2,39
3,6
3,62
1,54
3,6
7,9
Ион
Tb3+
Dy3 +
He3+
Er3+
Тm3+
Yb3+
J
6
15/2
8
15/2
6
7/2
gj
3/2
4/3
5/4
6/5
7/6
8/7
15035-94.jpg
9,72
10,6
10,6
9,58
7,56
4,54
15035-95.jpg

(эксперим.)

9,6
10,5
10,5
9,5
7,2
4,4

Для ионов группы Fe, магн. свойства к-рых связаны с недостроенной 3d-оболочкой, влияние внутрикристаллич. поля более существенно: оно разрывает спин-орбитальную связь, и магн. ион характеризуется орбитальным (L) и спиновым (S)квантовыми числами. Расщепление орбитального мультиплета внутрикристаллич. полем достигает обычно 104 см-1, причём ср. значение проекции орбитального момента в осн. состоянии часто равно нулю - происходит "замораживание" орбитального момента внутрикристаллич. полем. В последнем случае в ф-лах (1) - (4) достаточно заменить J на S. a gJна gs = 2. Сравнение вычисленных таким образом значений с экспериментом дано в табл. 2.

Табл. 2. - Спины и эффективные магнитные моменты ионов группы железа
Ион
Ti3+
V3+
Сr3+
Мn3+
Fe3+, Мn2+
2+
Со2+
Ni2+
Сu2+
S
1/2
1
3/2
2
5/2
2
3/2
1
1/2
15035-96.jpg
1,73
2,83
3,87
4,90
5,92
4,90
3,87
2,83
1,73
15035-97.jpg

(эксперим.)

1,8
2,8
3,8
4,9
5,9
5,4
4,8
3,2
1,9

Наблюдаемые для нек-рых ионов расхождения относятся к более сложному случаю, когда осн. состояние вырождено и вкладом орбитального магнетизма пренебречь нельзя. Ещё сильнее влияние поля лигандов (см. Внутрикристаллическое поле)в веществах, содержащих ионы групп Pd и Pt, а также в парамагн. комплексах, где парамагнетизм определяется заполнением молекулярных орбит.
При низких темп-pax, когда заселён только ниж. орбитальный (штарковский) уровень, магн. свойства ионов переходных элементов в парамагнетиках описывают спиновым гамильтонианом - эфф. оператором энергии, содержащим явно лишь спиновые переменные. Влияние частично "замороженного" орбитального момента учитывается набором параметров. Оно проявляется в небольшом (~1 см-1) расщеплении спинового мультиплета, ведущем к отклонению от закона Кюри, и в анизотропии g-тензора, заменяющего множитель Ланде. Наиб. анизотропия наблюдается для нек-рых лантанидов: так, гл. значения g-тензора для иона Тb3+ могут составлять15035-98.jpg = 18,15035-99.jpg < 0,01. В таких случаях вектор намагниченности парамагнетика может значительно отклоняться от направления Н.
Парамагнетизм металлов и полупроводников. Дополнит. вклад в парамагнетизме металлов обусловлен электронами проводимости, обладающие спином s = 1/2 и магн. моментом mв. Квантование проекции15035-100.jpg приводит, с учётом Ферми - Дирака распределения15035-101.jpg к появлению намагниченности15035-102.jpg

где15035-103.jpg - ферма-уровень. Соответствующая восприимчивость15035-104.jpg практически не зависит от температуры (см. Паули парамагнетизм ).Для свободного электронного газа15035-105.jpg где т - масса электрона и N = концентрация свободных электронов. В реальных металлах из-за взаимодействия электронов проводимости с решёткой и между собой ф-лы усложняются. В частности, вместо т вводится эфф. масса m*, а15035-106.jpg заменяется на эффективный магн. момент. Экспериментальные значения15035-107.jpg для щелочных металлов, не содержащих ионов с недостроенными оболочками, сопоставлены с теорией в табл. 3.

Табл. 3. - Парамагнитная восприимчивость Паули для щелочных металлов
15035-108.jpg • 106
теория
24,4
20,0
эксперимент
27,2
22, 7

На практике парамагнетизм Паули проявляется на фоне квантовый диамагнетизма ,также обусловленного электронами проводимости. В сильных магн. полях и при низких темп-pax эти два эффекта нельзя рассматривать независимо, и квантование в магн. поле ведёт к характерной осциллирующей зависимости М от H (см. Де Хааза - ван Алъфена эффект).
Парамагнетизм электронов проводимости и дырок в полупроводниках определяется их концентрацией и эфф. магн. моментом, зависящим от зонной структуры полупроводника. В простейшем случае15035-109.jpg где15035-110.jpg - ширина запрещённой зоны и А - параметр вещества. Обычно эта зависимость усложняется за счёт влияния примесей и пр.

Ядерный парамагнетизм

Магнитные моменты атомных ядер15035-111.jpg в 103 - 104 раз меньше15035-112.jpg поэтому ядерная парамагнитная восприимчивость15035-113.jpg составляет всего 10-6 - 10-8 электронной. Наблюдать ядерный П. в чистом виде удаётся лишь при очень низких температурах в веществах, где нет неспаренных электронов и величина15035-114.jpg максимальна (например, в твёрдом водороде и жидком 3Не). В последнем случае квантовые свойства ферми-жидкости обусловливают независимость15035-115.jpg от температуры (ядерный аналог парамагнетизма Паули).
В парамагнетиках Ван Флека (LiTmF4, PrCu6 и др.) ядерный парамагнетизм усиливается в 102 - 103 раз за счёт сверхтонкого взаимодействия ядра парамагн. иона с его электронной оболочкой, обладающей наведённым магн. моментом. Искусств. усиление ядерного парамагнетизма достигается методами динамич. поляризации ядер (см. Ориентированные ядра, Оверхаузера эффект).
Коллективные эффекты. Взаимодействия между парамагн. микрочастицами наиб. существенны в твёрдых телах. Они приводят к замене Кюри закона на Кюри - Вейса закон15035-116.jpg= С/(Т -15035-117.jpg), где параметр15035-118.jpgпо порядку величины соответствует энергии взаимодействия. Знак15035-119.jpg положителен, если при охлаждении парамагнетика до Кюри точки возникает ферромагнетизм (Fe, Co, Ni и др.), и отрицателен, если при охлаждении до Нееля точки вещество становится антиферромагнитным (напр., Dy, MnO, FeS04). В концентриров. парамагнетиках, где магн. частицы образуют осн. решётку вещества, гл. роль играют обменные взаимодействия, стремящиеся ориентировать соседние магн. моменты параллельно либо антипараллельно друг другу. В разбавленных парамагнетиках - твёрдых растворах магн. ионов в диамагн. матрицах - преобладают магн. диполь-дипольные взаимодействия, знак к-рых зависит от относит, расположения магн. частиц. В этом случае, а также при конкуренции ферро- и антиферромагн. обмена, охлаждение парамагнетика может породить состояние спинового стекла.
Близко расположенные примесные магн. центры, связанные сильным обменным взаимодействием, иногда образуют суперпара магн. кластеры, обладающие увеличенным магн. моментом (обменно-усиленный парамагнетизм). Макроскопич. аналог таких систем - суспензии мелких ферромагн. частиц в жидких или твёрдых растворителях (см. Суперпарамагнетизм, Магнитные жидкости). К резкому усилению парамагнетизма ведут и обменные взаимодействия электронов проводимости в нек-рых металлах (напр., в Pd и его сплавах).
Релаксационные и динамические явления. Намагничивание парамагнетика в поле Н происходит в результате процессов продольной и поперечной магн. релаксации. Первая устанавливает равновесное значение проекции М на направление Н, вторая ведёт к затуханию нестационарной ортогональной компоненты намагниченности. Продольная релаксация обусловлена взаимодействием микроскопич. магн. моментов с тепловым движением среды. Время продольной релаксации15035-120.jpg обычно составляет 10-10 - 10-4 с при 300 К и растёт с понижением температуры. Время поперечной релаксации15035-121.jpg в парамагн. металлах и жидкостях мало отличается от15035-122.jpg однако в твёрдых диэлектриках, как правило,15035-123.jpg В последнем случае поперечная релаксация обусловлена взаимодействиями в системе микроскопич, магн. моментов и ведёт к установлению в ней внутр. квазиравновесия, характеризуемого, в общем, двумя спиновыми температурами. Одна из них служит мерой упорядоченности моментов15035-124.jpg во внеш. поле Н, а другая - мерой их взаимной упорядоченности (ближнего порядка).
Процессы магн. релаксации существенно влияют на динамич. восприимчивость парамагнетика15035-125.jpg15035-126.jpg - комплексную величину, характе ризующую линейный отклик намагниченности на малое гармонич. изменение внеш. поля с частотой15035-127.jpg Типичные частотные зависимости компонент продольной восприимчивости15035-128.jpg измеряемой в направлении Н, показаны на рис. 2. Дополнит. особенности на этих кривых могут возникать от вклада т. н. адиабатич. восприимчивости, к-рая связана с взаимодействиями между магн. моментами. Кривые15035-129.jpg используются для измерения времён магн. релаксации (метод Гортера).

15035-130.jpg

Рис. 2. Типичная частотная зависимость продольной динамической восприимчивости15035-131.jpg парамагнетика.

Поперечная по отношению к Н дипамич. восприимчивость15035-132.jpg обнаруживает резонансные пики на высоких частотах, соответствующих расщеплению уровней энергии в магн. поле (см. Магнитный резонанс ).Воздействие на твёрдый парамагнетик поперечным ВЧ-полем вблизи резонанса может усиливать ближний порядок в парамагнитной системе, что в свою очередь ведёт к росту15035-133.jpg (эффект усиленной восприимчивости).
Изучение парамагнетизма статич. и динамич. методами даёт ценную информацию о магн. моментах частиц, их энерге-тич. спектрах и взаимодействиях, о тонких деталях внутр. структуры веществ. Парамагнетизм используется в методах магнитного охлаждения до сверхнизких температур, в квантовой электронике (см. Мазер)и др. См. также Электронный парамагнитный резонанс, Ядерный магнитный резонанс.

Литература по парамагнетизму

  1. Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971;
  2. Кринчик Г. С., Физика магнитных явлений, 2 изд., М., 1985;
  3. Альтшулер С.А., Козырев Б. М., Электронный парамагнитный резонанс соединений элементов промежуточных групп, 2 изд., М., 1972;
  4. Абрагам А., Гольдман М., Ядерный магнетизм: порядок и беспорядок, пер. с англ., т. 1 - 2, М., 1984.

В. А. Ацаркин

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

(время поиска примерно 20 секунд)

Знаете ли Вы, что cогласно релятивистской мифологии "гравитационное линзирование - это физическое явление, связанное с отклонением лучей света в поле тяжести. Гравитационные линзы обясняют образование кратных изображений одного и того же астрономического объекта (квазаров, галактик), когда на луч зрения от источника к наблюдателю попадает другая галактика или скопление галактик (собственно линза). В некоторых изображениях происходит усиление яркости оригинального источника." (Релятивисты приводят примеры искажения изображений галактик в качестве подтверждения ОТО - воздействия гравитации на свет)
При этом они забывают, что поле действия эффекта ОТО - это малые углы вблизи поверхности звезд, где на самом деле этот эффект не наблюдается (затменные двойные). Разница в шкалах явлений реального искажения изображений галактик и мифического отклонения вблизи звезд - 1011 раз. Приведу аналогию. Можно говорить о воздействии поверхностного натяжения на форму капель, но нельзя серьезно говорить о силе поверхностного натяжения, как о причине океанских приливов.
Эфирная физика находит ответ на наблюдаемое явление искажения изображений галактик. Это результат нагрева эфира вблизи галактик, изменения его плотности и, следовательно, изменения скорости света на галактических расстояниях вследствие преломления света в эфире различной плотности. Подтверждением термической природы искажения изображений галактик является прямая связь этого искажения с радиоизлучением пространства, то есть эфира в этом месте, смещение спектра CMB (космическое микроволновое излучение) в данном направлении в высокочастотную область. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМАФорум Рыцари теории эфира
Рыцари теории эфира
 01.10.2019 - 05:20: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вячеслава Осиевского - Карим_Хайдаров.
30.09.2019 - 12:51: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Дэйвида Дюка - Карим_Хайдаров.
30.09.2019 - 11:53: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Владимира Васильевича Квачкова - Карим_Хайдаров.
29.09.2019 - 19:30: СОВЕСТЬ - Conscience -> РУССКИЙ МИР - Карим_Хайдаров.
29.09.2019 - 09:21: ЭКОНОМИКА И ФИНАНСЫ - Economy and Finances -> КОЛЛАПС МИРОВОЙ ФИНАНСОВОЙ СИСТЕМЫ - Карим_Хайдаров.
29.09.2019 - 07:41: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Михаила Делягина - Карим_Хайдаров.
26.09.2019 - 17:35: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Андрея Пешехонова - Карим_Хайдаров.
26.09.2019 - 16:35: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> Проблема государственного терроризма - Карим_Хайдаров.
26.09.2019 - 08:33: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от О.Н. Четвериковой - Карим_Хайдаров.
26.09.2019 - 06:29: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Ю.Ю. Болдырева - Карим_Хайдаров.
24.09.2019 - 03:34: ТЕОРЕТИЗИРОВАНИЕ И МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ - Theorizing and Mathematical Design -> ФУТУРОЛОГИЯ - прогнозы на будущее - Карим_Хайдаров.
24.09.2019 - 03:32: НОВЫЕ ТЕХНОЛОГИИ - New Technologies -> "Зенит"ы с "Протон"ами будут падать - Карим_Хайдаров.
Bourabai Research Institution home page

Боровское исследовательское учреждение - Bourabai Research Bourabai Research Institution