Типы магнетиков. Элементарная теория диа- и парамаг-нетизма.

 

Выделяют такие типы магнетиков, как диа- и парамагнетики.

Диамагнетики

 

У диамагнитных веществ суммарный магнитный момент атома равен нулю, так как имеющиеся в атоме орбитальные, спиновые и ядерные моменты взаимно компенсируются (рис. 4.3.1, а). Однако электронные орбиты атома под действием внешнего магнитного поля совершают прецессионное движение, которое эквивалентно круго-вому току. Так как этот микроток индуцирован внешним магнитным полем, то, согласно правилу Ленца, его собственное магнитное поле, а следовательно и магнитный момент направлены противоположно внешнему полю (рис. 4.3.1, б). Индуцированные магнитные моменты атомов (молекул) складываются и образуют собственное магнитное поле вещества, ослабляющее внешнее магнитное поле. Этот эффект получил название диамагнитного эффекта, а вещества, намагничи-вающиеся во внешнем магнитном поле против направления поля, на-звали диамагнетиками. Так как диамагнитный эффект обусловлен действием внешнего магнитного поля на электроны атомов вещества, то диамагнетизм свойствен всем веществам.

 

B

 

а б

 

Рис. 4.3.1

 

Рассмотрим намагничивание диамагнетика (рис. 4.3.2). В отсутст-вие магнитного поля (В = 0) электрон движется в электрическом поле ядра атома по вполне определенной стационарной орбите. Электрон на круговой орбите удерживается силой кулоновского притяжения к ядру. При этом электрон обладает орбитальным механическим моментом и


 


 
ωL
Рис. 4.3.2
 
B
pm
I

магнитным моментом, которые связаны между собой гиромагнитным отношением gopб. Поскольку В = 0, оба эти вектора L0 и pm сохраняют

 

свое направление в пространстве (если не принимать во внимание теп-ловое движение атомов). Во внешнем магнитном поле индукцией В на электрон в атоме будет действовать вращающий момент

 

M = p m × B . (4.3.1)  
       

 

е

L0

 

С учетом выражения (4.1.9) он будет равен:              
            M = − g   L × B .           (4.3.2)  
              орб                  
Согласно закону об изменении момента импульса получаем:  
  dL       dL             dL =         (4.3.3)  
  = M0 = −   ×         × L0  
dt dt     dt    
        g орб L0   B   g орбB   .    
                                           

Уравнения (4.3.3) по виду совпадают с кинематическим выраже-нием для скорости υ движения точки твердого тела, вращающегося вокруг неподвижной оси:

 

  dr       (4.3.4)
υ= dt = ω×r .  

Сопоставляя уравнение (4.3.4) с соотношением (4.3.3), можно придти к выводу, что вектор L0 орбитального момента импульса и связанный с ним вектор pm магнитного момента совершают в магнит-

ном поле прецессионное движение вокруг оси (рис. 4.3.2), параллель-

 

ной вектору B с угловой скоростью

 

ωL = g орбB = eB . (4.3.5)  
   
  2me    

 


Угловая скорость прецессии ωL совпадает по направлению с век-тором индукции В (рис. 4.3.2). Прецессионное движение электронных орбит открыл в 1895 г. ирландский физик Джозеф Лармор. Он сфор-мулировал теорему (теорема Лармора): единственным результатом действия магнитного поля на движение электрона в атоме является прецессия электронных орбит вокруг оси, параллельной магнитному полю и проходящей через ядро атома, причем модуль угловой скоро-

сти ω L = eB . А прецессионное движение электронных орбит носит

2me

название прецессия Лармора.

B

 

ωL

 

SIпрец

 

pm

 

Рис. 4.3.3

 

Прецессия электронных орбит приводит к появлению дополни-тельного орбитального тока (рис. 4.3.3):

I прец = e = eω L = e2 B . (4.3.6)  
T     m  
           
      L         e      
Этот ток создает индуцированный (наведенный) орбитальный  
магнитный момент:                      

 

  p = I прец S = e2 B S , (4.3.7)  
  m  
    m              
                e          
где S площадь проекции орбиты на плоскость перпендикулярную  
вектору B.          
Так как вектор pm направлен против внешнего поля, то можно  
записать   e2 S        
     
  p m = −   B. (4.3.8)  
  me  
         
                                     

 


Для атома, имеющего Z электронов, общий наведенный орби-тальный магнитный момент равен:

  Ze 2 B      
pm = −   S B. (4.3.9)  
me  
       

Этот дополнительный магнитный момент приводит к возникно-вению индуцированной намагниченности , направленной против внешнего поля В. Он играет определяющую роль при объяснении яв-ления намагничивания диамагнетиков.

 

Найдем намагниченность диамагнетика. Вектор намагниченности диамагнетика будет равен:

 

    N       Ze 2 S   Ze 2 S    
J = lim   pmi = −   NB = − n       B = − n   μ0 H. (4.3.10)  
  V m m  
  V →0 V i=1            
                    e   e    
  Сравнивая формулу (4.3.10) с (4.2.2) получим:      
          χ = −n Ze 2 S .     (4.3.11)  
                     
              m        
                  e        

Оценка по формуле (4.3.11) и экспериментальные данные показы-вают, что значение магнитной восприимчивости для диамагнетиков практически составляет порядка χ = –10–6.

 

Восприимчивость диамагнетиков почти не зависит от температу-ры Т и напряженности Н магнитного поля. Поэтому процесс намагни-чивания диамагнетиков характеризуется линейной зависимостью J

 

от H (рис. 4.3.4).

J

 

 

O

 

H

 

 

Рис. 4.3.4

 

Парамагнетики

 

Наряду с диамагнитными веществами существуют и парамагнит-ные – вещества, намагничивающиеся во внешнем магнитном поле по направлению поля.

У парамагнитных веществ при отсутствии внешнего магнитного поля магнитные моменты электронов не компенсируют друг друга, и


 


атомы (молекулы) парамагнетиков всегда обладают магнитным момен-том. Однако вследствие теплового движения молекул их магнитные мо-менты ориентированы беспорядочно (рис. 4.3.5, а), поэтому парамаг-нитные вещества магнитными свойствами не обладают. При внесении парамагнетика во внешнее магнитное поле устанавливается преимуще-ственная ориентация магнитных моментов атомов по полю (полной ори-ентации препятствует тепловое движение атомов) (рис. 4.3.5, б). Таким образом, парамагнетик намагничивается, создавая собственное магнит-ное поле, совпадающее по направлению с внешним полем и усили-вающее его. Этот эффект называется парамагнитным. При ослаблении внешнего магнитного поля до нуля ориентация магнитных моментов вследствие теплового движения нарушается и парамагнетик размагни-чивается.

J

 

B


 

 

а


 

 

б O

 

H


 

Рис. 4.3.5 Рис. 4.3.6

 

Процесс намагничивания парамагнетиков во многом аналогичен тому, как поляризуется диэлектрик, состоящий из полярных молекул. Кривая намагничивания парамагнетиков (рис. 4.3.6) указывает на яв-ление насыщения, которое связано с ориентационным упорядочением магнитных моментов молекул вещества. Классическая статистическая теория парамагнетизма была построена французским физиком Полем Ланжевеном в 1905 г. Согласно этой теории в не очень сильных одно-родных постоянных магнитных полях, когда потенциальная энергия «элементарного тока» намного меньше характерной тепловой энер-гии, восприимчивость χ парамагнетика оказывается обратно пропор-циональна температуре:

  μ np2    
χ=   m . (4.3.12)  
3kT    
         

 

Значения проницаемости χ парамагнетика лежит в пределах 10–5–10–3. Подводя итог, отметим, что атомы всех веществ являются носите-лями диамагнитных свойств. Если магнитный момент атомов велик,


 


то парамагнитные свойства преобладают над диамагнитными и веще-ство является парамагнетиком. Если магнитный момент атомов мал, то преобладают диамагнитные свойства и вещество является диамаг-нетиком.

 






Дата добавления: 2017-01-08; просмотров: 1890; ЗАКАЗАТЬ НАПИСАНИЕ РАБОТЫ


Поиск по сайту:

Воспользовавшись поиском можно найти нужную информацию на сайте.

Поделитесь с друзьями:

Считаете данную информацию полезной, тогда расскажите друзьям в соц. сетях.
Poznayka.org - Познайка.Орг - 2016-2022 год. Материал предоставляется для ознакомительных и учебных целей.
Генерация страницы за: 0.029 сек.