ДИАМАГНЕТИ́ЗМ
-
Рубрика: Физика
-
-
Скопировать библиографическую ссылку:
Книжная версия:
Электронная версия:
ДИАМАГНЕТИ́ЗМ (от греч. δια... – приставка, означающая расхождение, и магнетизм), один из видов магнетизма; проявляется в намагничивании вещества в направлении, противоположном действующему на него внешнему магнитному полю. Д. открыт М. Фарадеем в 1845. При внесении к.-л. тела в магнитное поле в электронной оболочке каждого его атома, в силу закона электромагнитной индукции, возникают индуцированные круговые токи, т. е. добавочное круговое движение электронов вокруг направления магнитного поля. Эти токи создают в каждом атоме индуцированный магнитный момент, направленный, согласно правилу Ленца, навстречу внешнему магнитному полю независимо от наличия и ориентации собств. магнитного момента атома. Д. является универсальным свойством, присущим всем веществам, но может перекрываться в большей или меньшей степени электронным или ядерным парамагнетизмом, ферромагнетизмом или антиферромагнетизмом. Электронные оболочки атомов (молекул) чисто диамагнитных веществ не обладают постоянным магнитным моментом. Магнитные моменты, создаваемые отд. электронами в таких атомах, в отсутствие внешнего магнитного поля взаимно скомпенсированы. В частности, это имеет место в атомах, ионах и молекулах с полностью заполненными электронными оболочками, напр. в атомах инертных газов, в молекулах водорода, азота.
Удлинённый образец диамагнетика в однородном магнитном поле ориентируется перпендикулярно силовым линиям поля (вектору напряжённости внешнего поля \boldsymbol H). Из неоднородного магнитного поля он выталкивается в направлении уменьшения напряжённости поля.
Индуцированный магнитный момент M, приобретаемый диамагнитным веществом, пропорционален напряжённости внешнего поля H:M= \chi H. Коэф. \chi называется диамагнитной восприимчивостью и имеет отрицательный знак (т. к. \boldsymbol M и \boldsymbol H направлены навстречу друг другу). Обычно для диамагнетиков рассматривают восприимчивость 1 моля вещества (молярную восприимчивость); она мала (порядка 10–6), напр. для 1 моля гелия составляет –1,9·10–6.
Простейшая теория Д. газа невзаимодействующих атомов в слабых магнитных полях была создана П. Ланжевеном (1905). В изолированных атомах токи, создающие Д., имеют наиболее простой характер. Совокупность электронов изолированного атома приобретает под действием внешнего магнитного поля синхронное вращательное движение вокруг оси, проходящей через центр атома параллельно направлению \boldsymbol H. Это совм. вращение всех электронов атома называется Лармора прецессией. Вклад каждого электрона в диамагнитную восприимчивость \chi_i изолированного атома, согласно квазиклассич. теории Ланжевена, \chi=-e^2 \overline r^2/6mc^2,\tag1где e – заряд электрона, – средний квадрат расстояния электрона от ядра атома, m – масса покоя электрона, c – скорость света в вакууме. В соответствии с формулой (1) наибольший вклад в восприимчивость \chi дают наиболее удалённые от ядра электроны. Формула (1) позволяет теоретически рассчитать \chi совокупности изолированных атомов (напр., 1 моля или 1 см3 вещества), если известно число электронов в атомах и их пространственное распределение.
При не очень высоких темп-рах тепловое движение атомов слабо влияет на движение электронов в них. Поэтому Д. практически не зависит от температуры.
Если атомы не изолированы друг от друга, а, напротив, сильно взаимодействуют между собой, напр. в жидкостях или твёрдых телах, то электронные оболочки таких атомов деформируются и наблюдаемый Д. оказывается часто меньше, чем у изолированных атомов. Эмпирич. правило для расчёта Д. сложных органич. соединений было предложено П. Паскалем (1910), а в 1961 Я. Г. Дорфман проанализировал влияние всех видов химич. связей на Д. соединений.
Диамагнетизм Ландау
В металлах и полупроводниках часть валентных электронов атомов имеет возможность перемещаться от атома к атому по всему образцу (в металлах число таких «свободных» электронов не зависит от темп-ры и очень велико, в полупроводниках оно сравнительно мало при низких темп-рах и быстро растёт с нагреванием). Под воздействием внешнего магнитного поля свободные электроны движутся по спиральным квантованным орбитам, что также вызывает небольшой Д., названный диамагнетизмом Ландау (теоретически предсказан Л. Д. Ландау в 1930). В большинстве металлов диамагнетизм Ландау конкурирует со слабым парамагнетизмом Паули, обусловленным наличием собств. магнитного момента (спина) у электронов проводимости. В некоторых веществах диамагнетизм Ландау особенно велик; напр., в висмуте и графите молярная восприимчивость достигает –(200–300)· 10–6. Диамагнетизм Ландау обуславливает мн. явления в физике твёрдого тела. Так, наличие квазиклассич. ларморовских орбит обуславливает поведение магнитосопротивления в широкой области магнитных полей и возникновение недиссипативной (холловской) части электрич. проводимости \sigma_{xy} при движении электронов во взаимно перпендикулярных электрич. и магнитных полях (см. Холла эффект). При этом квантование орбит (возникновение Ландау уровней) приводит к квантовому эффекту Холла с возникновением дискретных ступенек на зависимости \sigma_{xy}(H) в металле со значит. количеством примесей. Сложная топология ферми-поверхности некоторых металлов предполагает наличие не только замкнутых, но и открытых электронных орбит в магнитном поле. С открытыми орбитами связано т. н. явление магнитного пробоя.
Во всех рассмотренных выше случаях \chi слабо зависит от H. Однако при очень низких темп-рах в металлах (напр., Be, Bi, Zn) и полупроводниках в сильных полях наблюдается периодическое (осцилляционное) изменение восприимчивости при плавном увеличении напряжённости поля (см. Де Хааза – ван Альвена эффект).
Диамагнетизм сверхпроводников
Наибольшее по абсолютной величине значение диамагнитной восприимчивости имеют сверхпроводники. Для них \chi =-1/4 \pi\approx -8\cdot 10^{-2}, а магнитная индукция \boldsymbol B= \boldsymbol H+4\pi \boldsymbol M равна нулю, т. е. магнитное поле не проникает вглубь сверхпроводника (Мейснера эффект). Д. сверхпроводников обусловлен не внутриатомными, а макроскопич. поверхностными токами квантовой природы. Реально магнитное поле проникает в поверхностный слой (на глубину проникновения \lambda) в сверхпроводники 1-го рода и в виде решётки магнитных вихрей (решётка вихрей Абрикосова) в сверхпроводники 2-го рода. Именно возникновение идеального Д. (т. е. наличие эффекта Мейснера), а не обращение в нуль электрич. сопротивления является однозначным доказательством перехода металла в сверхпроводящее состояние. В сверхпроводниках 1-го рода, имеющих простейшую цилиндрич. форму, в магнитном поле, параллельном оси цилиндра, сверхпроводящее состояние полностью разрушается в поле, большем критического поля H_c. При этом в сверхпроводниках нецилиндрич. формы (шар, тонкая пластина) в магнитном поле, несколько меньшем H_c, возможно т. н. промежуточное состояние с разбиением сверхпроводящего образца на нормальные и сверхпроводящие (идеально-диамагнитные) домены. Похожее состояние, называемое смешанным, возникает и в сверхпроводниках 2-го рода в промежуточных полях, когда внутр. коры абрикосовских вихрей отвечают нормальному металлу, а остальная часть образца находится в сверхпроводящем состоянии.
Диамагнетизм плазмы
В классич. термодинамич. равновесной плазме, согласно теореме Ван Лёвен, магнитный момент равен нулю и Д. отсутствует: диамагнитный момент, создаваемый заряженными частицами, движущимися по замкнутым орбитам, полностью компенсируется благодаря токам, создаваемым за счёт разрыва орбит периферич. частиц при их ударе о стенку камеры, удерживающей плазму. В отсутствие удерживающих стенок Д. плазмы проявляется в условиях космич. плазмы или при магнитном удержании плазмы (напр., в токамаках). Т. о., Д. плазмы связан исключительно с её термодинамич. неравновесностью. Диамагнитный момент плазмы существенно возрастает при наличии магнитной турбулентности.