16.1.2 Прецессия электронных орбит в атоме. Диамагнетизм

Может оказаться, что суммарный магнитный момент атома какого-либо вещества равен нулю, тогда нулю окажется и его намагниченность J. Казалось бы, это означает, что нулевой должна оказаться и магнитная восприимчивость , однако этого не наблюдается, поскольку в таких условиях наблюдается эффект, о котором пока мы не говорили: эффект прецессии электронных орбит в магнитном поле.

Рассмотрим электрон, движущийся по круговой орбите вокруг ядра. Движению этого электрона соответствуют орбитальный момент импульса и орбитальный же магнитный момент , которые направлены в противоположные стороны (рис. 16.2).

В однородном магнитном поле, силовые линии которого на рисунке направлены вверх, вектор стремится развернуться по полю, и это означает, что на электронную орбиту действует момент сил , направленный вглубь рисунка. Однако, согласно основному закону динамики вращательного движения,  /t, то есть к моменту импульса , лежащему в плоскости рисунка должен добавиться вектор , направленный туда же, что и вектор , то есть – вглубь рисунка. Новый момент импульса   теперь уже не будет лежать в плоскости рисунка, ось вращения повернётся: начнётся прецессия электронной орбиты. Ситуация аналогична той, которую мы рассматривали в механике в случае прецессии гироскопа под действием силы тяжести. Но если в механике всё заканчивалось констатацией возникновения прецессии (того, что ось вращения и сам гироскоп начинают поворачиваться относительно вертикали), то сейчас следует учесть, то, что прецессия электронной орбиты означает возникновение добавочного движения отрицательно заряженной частицы, электрона. Добавочному движению соответствует добавочный ток прецессии I_ПР, направление которого противоположно направлению движения кончика вектора . Такой ток обладает магнитным моментом , направленным против вектора (и, соответственно, – вектора ), причём, чем сильнее внешнее поле, тем больше . И подобные магнитные моменты, направленные против поля, возникают у всех электронов в атоме, поэтому теперь намагниченность  не только не равна нулю, но, так же, как и каждый из добавочных магнитных моментов, направлена в сторону, противоположную вектору . Другими словами,  , но теперь   0.

Эффект мал,   1 (обычно   10^6  10^5), и поэтому прецессия орбит, имеющая место и в случае парамагнетиков, на фоне уже имеющегося магнитного момента атома практически незаметна. Но в диамагнетиках, у которых в отсутствие внешнего магнитного поля суммарный магнитный момент атома равен нулю, именно возникновение прецессии под действием внешнего поля приводит к намагничиванию «против поля» и выталкиванию образца из этого поля.

Особенно явно эффект выталкивания наблюдается в случае сверхпроводников, которые являются идеальными диамагнетиками (у них    1, то есть  , и магнитное поле внутри сверхпроводника полностью компенсируется: возникает «экранировка», подобная той, которая имеет место внутри уединённого проводника, помещённого в электростатическое поле). Природа столь сильного намагничивания против поля, однако, совсем иная. О том, что при этом происходит внутри сверхпроводника, мы поговорим при изучении третьей части курса физики.

График зависимости J(H) для диамагнетика приведён на рис. 16.3: в отличие от рис 16.2 наклон прямой J(H) является заметно менее крутым, и при этом насыщения нет.

В твердом теле, помещённом в магнитное поле, свободные электроны начинают двигаться по замкнутым орбитам, создавая при этом добавочное магнитное поле, направленное противоположно внешнему. Эффект также невелик: диамагнетизм свободных носителей (диамагнетизм Ландау) по порядку величины сравним с диамагнетизмом электронных оболочек.