Для примера рассмотрим процесс ядерного размагничивания меди. Существует два стабильных изотопа меди: "Си (69,04%) и 6SCu (30,96%). Оба изотопа имеют ндерный спин /="/», величина g-фактора меди к уч╦том вклада иаотоиии $└~ 1,5. При темп-рах Гз^Ю-"8 К знтропия S меди определяется орнсптац. степенями свободы ядерных магн. моментов, т. к. электронные и фоноиныс степени свободы при столь низких теми-рах практически отсутствуют («вымерзли»), Энтропия моля меди описывается ф-лой
где Л=Л',4/(/-|-1}(1в)дяч£п/Зй=410-К)-12 К-мэ/моль ≈ молярная ядерная константа Кюри, (Хяд=5,05х ХЮ-*7 A-MS ≈ ядерный магнетон, и.└ ≈ магнитная постоянная, Д ≈ lajouafl постоянная. Л'л - - Авогадро постоя иная, В ≈ пнин. маги, поле, Ь ≈ эффективное полу, наводимое на ядре меди соседними ядрами. Температурные зависимости антропин меди, помещ╦нной в различные внеш. xiarn. поля, показаны на рис.
Процесс ядерного размагничивания меди осуществляют поэтапно. Первоначально медь охлаждают в силь-
Энтропийная диаграмма прп-це≥,1 мигиитноп) оклажцештл системы лдср меди с /- Vi-Kjmm.ie линии ≈ аависиноетн энтропии S от TevnepaTypM Т в магнитных шд^ч и ни дунцией В, равной 8 Тл, DO нТл и О,а мТл.
filnu
1U
и)-" io~
Г, К
ном магн. поле (до точки Б па рис.). При DTOM внеш. холодильник, к-рым обычно является криостат растворения, отводит от МРДИ тепло. Затеи проводят процесс адиабатич. размагничивания (Б ≈В на рис.), К-1ШЙ ид╦т с сокрапеаием энтропии меди. Скорость этого процесса обычно выбирается такой, чтобы тепловые потери да сч╦т токов Фуко были пренебрежимо чалы. Конечная темп-pa Тк подсистемы ядер меди определяется значениями начального и конечного полей размагничивания (Ва и Лк) п без уч╦та тепловых потерь во время размагничивания равна
Ядерная тепло╦мкость С моди после размагничивания также зависит от величины коночного соля
После размагничивания подсистема ядер может быть использована в качестве хладагента для охлаждения других систем (процесс ВГ), а затем медь снова намагничивают (процесс ГА). На рис. проиллюстрирован также jKcnepHMeHT по глубокому охлаждению ядер меди (Б≈Д), о к-ром удается получить тсмп-ру ядер ~10 нК.
Практич. применение метода М. о. ограничено относительно плохим контактом магн. подсистемы с др. подснс'ю.мами вещестна. П результате при охлаждении подсистемы ядер меди до Т~-М~7 If алектроны проводимости остаются охлажденными лини, до Т~~Ю-5 К, а жидкий гелий удается охладить только до ~10~3 К (из-за Капицы скачка температуры). С др. стороны, количество теплоты, к-рое может поглотить система ядерных спинов, тем меньше, чем ниже темн-ра. Поэтому при использовании ядерного размагничивания в качестве метода охлаждения темп-ру подсистемы ядер обычно поддерживают близкой к теми-ре охлаждаемых образцов.
Одной на раановидностол метода М. о. нвляотся т. н. метод охлаждения ядер во вращаю-
щейся системе координат. Метод эффективен, когда тепловой контакт подсистемы ядер (спи новой ядерной системы) с др. подсистем а ми нещсстаа пренебрежимо мал. В эюм методе на сттшговую систему непрерывно воздействуют радиочастотным полем, к-рос можно рассматривать как стационарное, если для сан-нов ввести вращающуюся с частотой поля систему координат. При переходе но вращающуюся систему координат к внеш. магн^аолю R необходимо добавить эффективное ноле ~*а/у («о ≈ частота, Y ≈ магнитаме-ханическое отношение). Поэтому, изменял частоту радиочастотного поля ы, уда╦тся изменять аффективное ноле и проводить процесс ядерного размагничивания. С использованием этого метода удалось охладить систс My ядер фтора до Г~10~в К и наблюдать процесс магн. упорядочения этих ядер.
Лит..- Г о л ь д м я и М.. Спиновая температуря и ЯМР в твердых телах, пер. с англ., М., 1Я72; Л о у и а с м а а О. В.. Принципы и метопы получения температуры ниже i К. пей. с ннгтт.. М.. 1977. Ю. М Бунъиае.
МАГНИТНОЕ ПОЛЕ ≈ силовое поле, действующее на движущиеся (в системе, в к-рой рассматривается поле) алектрнч. заряды (токи) и на тела, обладающие -наг-нитпкм моментом. Вместе с электрич. иолсм образует единое электромагнитное поле. Термин «М. п.» введ╦н в 1845 М. Фарадеем (М. Faraday).
Согласно Максвелла уравнения.*, источниками М. п. являются электрич. тони, маги, моменты д переменные ялектрич. iionn (о природе источников М. и. п раал. Средах см. в ст. Магнетизм, Магнетизм микрочастиц}. М. п. в среди обычно характеризуется двумя аксиальными векторами: магнитной индукцией В И напряж╦нностью магнитного по.гя Н. Эти bvктори не независимы, а связаны между собой т. н. материальным ур-нием }*≈В(а}< различным для различных сред. 6 Солее общей зависимости Jt=Ji(H, Т, р, ...] (Т ≈ темп-ра, Р ≈ давление, . . .) говорят как о магн. ур-нпн состояния вещества. В вакууме К=Н (в СГС) или "≈Ии" (" СИ), где ц(( ≈ магнитная постоянная. Различие между векторами Ни II и г.рсдр связано с наличием в ней микроскопич. магн. моментов. В СИ
В=н,└(М+Л*), (1)
где вектор М равен магн. моменту единицы объ╦ма и паз. вектором намагниченности. В большинстве нефер-ромагн. сред намагниченность (по крайней мере в слабых поляк) пропорциональна напряж╦нности М. п.:
М = кП. (2)
Коэф. у. паз. магнитной восприимчивостью. С уч╦том (2) ур-нис (1) можно записать н виде:
где КОГ1Ф- М наз- магнитной проницаемостью. В пере-мсыных поляк величины и, и и зависят от частоты и «олнового вектора (т. н. временяая и пространств. Дисперсии, см. Диспергирующая среда]. Плотность энер-ги" w макРпскм|ич- статич. М. и, в среде можно запи-сать в В11да:
р w~ HdB ' '∙
В
случае пределы интегрирования являются Н и значение w зависит от вида связи между Н и И. Для вакуума, пара- и днамагн. сред, т. е. в случае линейной связи между Н и Jf, \o-HJtj2. Ото справедливо и для переменного М. п. в случае стационарной линейной среды и и отсутствие дисперсии (об .энергии пер имени иго М. п. в диспергирующих средах См. в ст. Энергия электромагнитного поля).
М. п. откосятся маги, часть
(II
О
i_ ∙<
/ ≈- q \vB] (СИ)
(ч, v ≈ ааряд и скорость частицы), сила, действую-
щап на магн. момент т и соответствующая потенци- 665
