Ответы с Ириными дополнениями (987310), страница 16

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 16)

R=0,53 A d=0,74 A

Рис.1.2 Схематическое изображение строение атома и и молекулы водорода.

Образовавшееся в межъядерном пространстве электрон­ное облако повышенной плотности как бы стягивает ядра, стремясь максимально их сблизить. Энергию связи, которая возникает в ре­зультате попарного обобществления электронов, называют обменной, так как считают, что она образовалась в результате якобы обмена электронами между соседними атомами. В действительности энергия обменной связи является электростатической энергией обменного взаимодействия электронной оболочки повышенной плотности с яд­рами, между которыми она образовалась. Обменное взаимодействие имеет квантовую природу, и рассмотрение его с точки зрения клас­сической механики весьма затруднительно.

Силы, под действием которых спиновые магнитные моменты атомов (ионов) ориентируются друг относительно друга параллельно или антипараллельно, возникают в результате обменного взаимодей­ствия. Когда атомы ферромагнетика образуют кристаллическую ре­шетку, их валентные электроны обобществляются, а волновые функ­ции электронов внутренних недостроенных оболочек (3d или 4f) соседних атомов перекрываются, т.е. возникает обменное взаимо­действие электронов внутренних недостроенных оболочек. В резуль­тате изменяется энергия системы, и спиновые магнитные моменты атомов выстраиваются параллельно (ферромагнетик) или антипарал­лельно (антиферромагнетик) друг относительно друга. Приближенно энергию обменного взаимодействия Wобм можно представить сле­дующим выражением:

Wобм=-A (S1S2), (14.7)

где А — обменный интеграл; S1 и S2 — результирующие спиновые магнитные моменты взаимодействующих атомов.

Обменный интеграл А служит мерой энергии обменного взаимо­действия и может быть как положительным, так и отрицательным. Это зависит от отношения a/d, где а — расстояние между атомами (постоянная кристаллической решетки), d — диаметр недостроенной электронной оболочки (3d или 4f), образующей нескомпенсирован­ный спиновый магнитный момент атома. Если отношение a/d мень­ше 1,5, то обменный интеграл А имеет отрицательное значение, и спиновым магнитным моментам атомов энергетически выгодно ори­ентироваться антипараллельно. Если (a/d) > 1,5, то обменный инте­грал имеет положительное значение. В этом случае энергетически выгодно будет параллельная ориентация спиновых магнитных мо­ментов атомов друг относительно друга. В результате возникнет са­мопроизвольная (спонтанная) намагниченность и образуются доме­ны, которые намагничены до насыщения. Зависимость А = y(a/d), приведенная на рис. 14.4, иллюстрирует, что у ферромагнетиков (α-Fe, Co, Ni, Gd) обменный интеграл А положительный, так как от­ношение a/d > 1,5, а у неферромагнетиков (γ-Fe, Mn, Сг) А отрица­тельный, так как отношение a/d < 1,5.

рис. 14.4. Зависимость обменного интегра­ла А от отношения постоянной (a/d) решетки а к диаметру d

внутренней недостроенной электронной оболочки

В некоторых случаях, путем внедрения чужеродного атома в кри­сталлическую решетку неферромагнитного материала, можно увели­чить постоянную, решетки а и соответственно отношение a/d станет больше 1,5, в результате возникнет ферромагнетизм. Например, если в металлический марганец ввести небольшое количество азота, то его постоянная решетки а увеличится, и отношение a/d станет боль­ше 1,5, обменный интеграл А примет положительное значение, и марганец проявит ферромагнетизм. Ферромагнетиками являются не­которые сплавы марганца (например, сплавы Гейслера — сплавы системы Mn—Cu—A1, состоящие из неферромагнитных металлов) и некоторые его химические соединения (например, MnSb, MnBi), в которых атомы Мп находятся на расстояниях, больших, чем в чис­том марганце.

Таким образом, ферромагнетизм обусловлен одновременным при­сутствием в материале следующих основных факторов: 1) нескомпен­сированного спинового магнитного момента в атомах (ионах), обу­словленного неспаренными электронами внутренней недостроенной электронной оболочки (3d или 4f); 2) обменного взаимодействия электронов внутренней недостроенной оболочки; 3) величиной отно­шения постоянной решетки а к диаметру внутренней недостроенной электронной оболочки d, участвующей в обменном взаимодействии, большей 1,5.

Явление ферромагнетизма имеет место не только в кристалличе­ских материалах, но и в аморфных. В настоящее время известно большое количество металлов и сплавов, которые в аморфном со­стоянии обладают свойствами ферро- и ферримагнетиков. Отсюда следует, что для возникновения ферро- и ферримагнетизма необ­ходимо наличие лишь ближнего порядка в расположении атомов (ионов).

Магнитная анизотропия

М онокристаллы ферромагнетиков обладают анизотропией магнитных свойств. В них существуют кристаллические направления легкого и трудного намагничивания. Для намагничивания монокри­сталла до технического насыщения вдоль кристаллографического на­правления легкого намагничивания затрачивается энергии меньше (насыщение достигается при меньших значениях напряженности магнитного поля Н), чем для такого же намагничивания вдоль направления трудного намагничивания. На рис. 14.5 изображены элементарные кристаллографические ячейки трех основных ферромаг­нитных металлов: железа α-Fe, кобальта Со и никеля Ni — и направления их легкого и трудного намагничивания, а также кривые намагничивания в различных направлениях монокристаллов этих ферромагнетиков. (Кривые намагничивания можно также постро­ить, откладывая по оси ординат не намагниченность М образца, а его магнитную индукцию В, изменив для этого масштаб ординаты, так как М пропорциональна В при достаточно больших значениях Н см. формулу (14.2)).

31. Основы сверхпроводимости. Лондоновская глубина проникновения, длина когерентности, куперовские пары.

33. Магнитные свойства идеальных проводников и сверхпроводников. Эффект Майсснера.

Сверхпроводники — это материалы (чистые металлы, например, Hg, Pb, Al, сплавы, например, Nb-Ti, V-Ga и др.), обладающие при температурах, близких к абсолютному нулю, ничтожно малым удель­ным сопротивлением.

В 1911 Гейкe Камерлинг-Оннес, измеряя сопротивление ртути при низких температурах, обнаружил резкое его падение до нуля при абсолютной температуре 4,2 К (рис. 1.1).

Открытое явление Камерлинг-Оннес назвал сверхпроводимостью*). Темпера­туру Тс, ниже которой наблюдает­ся переход вещества в сверхпрово­дящее состояние, принято назы­вать критической температурой. Существенно, что сопротивление с уменьшением температуры исчеза­ло не постепенно, а скачком. Это оз­начало, что образец перешел в ка­кое-то новое, до тех пор не извест­ное состояние.

Открытие сверхпроводимости ока­залось возможным лишь благодаря

Рис. 1.1. Зависимость сопротивле­ния ртути от температуры, полу­ченная Камерлинг-Оннесом в 1911 г.

выдающемуся техническому достижению — ожижению гелия. При- атмосферном давлении гелий кипит всего на 4,2 К выше абсолютного нуля. Не случайно, что именно Камерлинг-Оннес, впервые в 1908 г. получивший жидкий гелий, открыл сверхпроводи­мость — для этого были необходимы исключительно низкие темпе­ратуры.

Ток, возбужденный однажды в замкнутом сверхпроводящем контуре, практически не ослабевает со временем. В сверх­проводящем состоянии удельное сопротивление по крайней мере меньше 10^─23 Ом•см, то есть в 10¹⁷ раз меньше сопротивления меди при комнатной температуре. Время, требуемое для затуха­ния тока, наведенного в сверхпроводящем колечке, состав­ляет не менее 100 000 лет.

Очень скоро после открытия сверхпроводимости было обнару­жено, что eе можно разрушить не только нагреванием образца, но и помещением его в магнитное поле с напряженностью H> Hс. Поле Нс называется критическим.

Р ис. 1.2. Температурная зависимость критического магнитного поля для нeкоторых сверхпроводящих металлов

Зависимость критиче­ского поля от температуры хорошо описывается эмпири­ческой формулой

Hc(Г)=Hc(0)[ 1-(T/Tc)² ]. (1.1)

На рис. 1.2 показана зависи­мость критического магнитно­го поля от температуры для некоторых сверхпроводящих металлов.

При температуре ниже критической магнитное поле полностью выталкивается из сверхпроводника. Это явление назва­ли эффектом Мейсснера. Выталкивание магнитного потока из сверхпроводника означает, что в нем магнитная индукция В равна нулю. Более того, это свидетельствует о том, что в сверхпровод­нике равно нулю усредненное по физически достаточно малым объемам поле, т. с. индукция. Так как по определению

B= 4лМ + H, (1.2)

где М — магнитный момент единицы объема, то магнитная восп­риимчивость χ = M/H отрицательна и равна χ = —1/4π. Тем са­мым сверхпроводник является не только идеальным проводником, но и идеальным диамагнетиком. Это явилось чрезвычайно важным открытием. Ведь если В = 0 независимо от предыстории, то это ра­венство может служить характеристикой сверхпроводящего состоя­ния, которое возникает при H < Hс. Тогда переход в сверхпрово­дящее состояние можно рассматривать как фазовый переход в но­вое фазовое состояние и использовать для исследования сверхпроводимости всю мощь термодинамического подхода.

Физически эффект Мейсснера означает, что у сверхпроводни­ка, помещенного в не очень сильное магнитное поле, в поверх­ностном слое наводятся незатухающие круговые токи, которые в точности компенсируют внешнее приложенное поле. Может пока­заться, что это эквивалентно привычным токам Фуко, возникаю­щим в металле (в данном случае с идеальной проводимостью) при переменном внешнем поле. Иначе говоря, сверхпроводник — это просто металл с нулевым удельным сопротивлением. Однако Мейсснер и Оксенфельд обнаружили не только отсутствие про-

Р ис. 1.3. Магнитные свойства идеального проводника (слева) и сверхпровод­ника (справа): а, 6 — сопротивление образца обращается в нуль в отсутствие магнитного поля; в — приложено магнитное поле; г — поле выключено; д, е — сопротивление образца обращается в нуль в магнитном поле; ж — поле выклю­чено

-никновения магнитного поля в сверхпроводник, но и «выталкива­ние» поля из первоначально нормального образца, когда он ох­лаждается ниже температуры Тс.

Рассмотрим подробнее различия в поведении идеального провод­ника и сверхпроводника в магнитном поле (см. рис. 1.3). Предположим, что идеальный проводник охлажден до температуры ниже критической, а затем включено магнитное поле. Так как при этом изменился магнитный поток Ф через образец, то по закону Фарадея в нем возникнет ЭДС индукции

Е = - 1/с [ dФ/dt ] (1.3)

В идеальном проводнике электрическое поле всюду равно нулю, т.е.
dФ /dt = 0 и Ф = const. (1.4)

Так как до включения магнитного поля поток был равен нулю, то и после его включения он остается равным нулю, а значит, маг­нитное поле отсутствует в любой точке образца. Магнитное поле «выталкивается» из идеального проводника, как это показано на рис. 1.3.

Если же магнитное поле включить при температуре Т > Тc, а за­тем охладить образец, то в этом случае оно останется в образце. Та­ким образом, намагниченность идеального проводника не опреде­ляется однозначно внешними условиями, а зависит от последова­тельности появления этих условий. Как обнаружили Мейсснер и Оксенфельд, в сверхпроводнике в отличие от идеального проводника всегда В = 0 во внешнем поле, независимо от пути прихода в сверх­проводящее состояние (см. рис. 1.3).

Характеристики

Список файлов ответов (шпаргалок)