535
совпадает с коэф. ∙ Я, молекулярного поля намагниченность образца). В Гейзенберга модели Коэф, А. пропорционален обменному интегралу между спиновыми моментами S, а С≈Ng2S (£-f-l)u.#/3£ (N ≈ число маги, атомов в образце, g ≈ Ланде множитель, [д,£ ≈ магнетон, Бора}.
Для модели Гейзенберга существенна локализация электронов ≈ носителей маги, момента. Между тем
К.≈ В. з. наблюдается в большом числе металлов и сплавов (включая осн. ферромагн. металлы Fe, Go, Ni), где электроны, обусловливающие ях маги, свойства, делокализованы. Уч╦т обменного взаимодействия в теории коллек-тпвизиров. электронов Стонера ≈ Вольфарта хотя и усиливает слабо зависящий от Т Паули парамагнетизм tp(T], но не может привести к К.≈ В. з. при
К ≈ темп-pa Ферми и металле) ввиду сильного вырождения электронного газа (вклад в парамагнетизм оказывается квадратичным, а не линейным по параметру TjT^}.
Для преодоления этого противоречия в теоретич, объяснении К.≈ В. з. в 70-х гг. 20 в. была предложена теория спиновых флуктуации [2], к-рая учитывает корреляции между электронами и приводит к появлению линейной (или близкой к ней) зависимости 1р(Т), что и да╦т возможность объяснить справедливость К.≈ В, з. для металлов и сплавов.
Помимо флуктуационного механизма, к К.≈ В. з. могут приводить особенности реальной электронной структуры'магнетиков. Так, при наличии пика плотности состояний вблизи энергии Ферми (как, напр., в Ni) зависимость У,(Т] имеет вид К.≈ В. з. [3, 4].
На температурную зависимость магн. восприимчивости X может влиять также размытие электронного спектра, вызванное разл. типами взаимодействий в тв╦рдом теле. Выяснение их роли ≈ актуальная задача теории
маги, явлений и эксперимента.
Лит.: 1) Киттелъ "Ч., Введение в физику твердого тела, пер. с англ., М., 1Я78; 2) М о р и я Т., Последние достижения теории магнетизма коллективизированных электронов, пер. с англ., йУФН», 1981, т. 135, с. 117; 3) W о h I f a r t h E., Can the Curio≈Weiss law of metallic ferromagnets be compatible with simple Stoner theory?, «Comments Solid State Phys.», 1975, v. 6, p. 123; 4) I г k h i n Y u. P., Rosenfeld E, W.,
New interpretation of Curie≈Weiss law in transition metals, «Solid State Communs», 1982, v. 44, p. 1371. Ю. П. Ирх-ин,
К10РИЙ (Curium), Cm,≈ радиоакт. хим. элемент III группы перподич. системы элементов, относится к актиноидаМ) получен искусственно, ат. номер 96. Конфигурация внеш. электронных оболочек Ss3^6^10/7^2;)6^1?^2. Наиб, долгоживущим является малодоступный сс-радиоактивный 247Ст (Т^ = 1,6 «Ю7 лет).
Б ядерных реакторах пут╦м длит, облучения нейтронами плутония или урана можно получить граммовые кол-ва а-радиоактивных 242Cm (Tt. =162,8 сут) и
244Cm (Ttf ≈18,11 лет). Энергия ионизации 6,09 эВ.
Кристаллохим. радиус атома К, 0,174 нм, радиус иона Cm3 ' ок. 0,094G нм, Ст4+ 0,0886 нм. Значение электро-отрицательпости 1г2.
В свободном виде ≈ мягкий серебристо-белый металл. При теми-ре ниже 600 СС устойчива сс-модификация с двойной плотной гексагональной кристаллич:. реш╦ткой, постоянные к-рой я=0,3496 и с=1,1331 нм; при темп-ре выше GOO УС а-Ст переходит в fl-Cm с кубич. гра-нецентриров. решеткой. Плотность ос-Cm 13,51 кг/дм3, Хпл=1345 °С, гкип ок. 3200 °С, тепло╦мкость ср= = 27,6 Дж/моль-К, теплота плавления 14,64 кДж/моль.
В соединениях проявляет степень окисления Н-3 (наиб, характерна), а также -j-4 и +6. 242Ст может использоваться в изотопных источниках тока (применяемых, напр., на космич. кораблях), в смеси с Be ≈ для приготовления нейтронных источников.
С С. БердоиоСов.
ЛАВИНА ЭЛЕКТРОННАЯ ≈ неуклонно нарастающий процесс размножения электронов в результате ионизации атомов и молекул, как правило, электрон-ным ударом; является главнейшим элементом электрич. пробоя газов. В большинстве случаев Л. з. развивается в электрич. или эл.-магн, поле, хотя возможно лавинное размножение электронов чисто тепловой природы, напр, в ударной волне.
Л. э. начинается от небольшого числа первичных (затравочных) электронов, может даже от одного. Электрон разгоняется в пост, поле или приобретает энергию колебаний, если поле осциллирующее. При упругом столкновении с атомом он меняет направленно своего движения и приобрет╦нная между двумя последи-ват. столкновениями энергия переходит в энергию его хаотич. движения. Так, малыми порциями, происходит набор энергии электрона в поле. Когда энергия достигает величины, немного превышающей потенциал ионизации, электрон при столкновении ионизует атом, теряя при этом свою энергию. В результате появляются два медленных электрона, к-рые набирают энергию в поле, и т. д. Развитие Л. э. тормозится за сч╦т потерь энергии электронами при упругих и нсупругих столкновениях (на электронное возбуждение атомов и мол о-кул, возбуждение молекулярных колебании и вращений) и вследствие потерь самих электронов в результате их диффузионного ухода из области действия поля или прилипания к электроотрицат. молекулам. Рекомбинация ионов и электронов также может ограничить рост Л. э., но не в начале ее" развития, а лишь когда появится очень много положит. IIOHOD. В редких случаях возможна ионизация в два этапа: электрон только возбуждает атом, а последний ионизуется внеш. оптич. излучением, или происходит ассоциативная ионизация при объединении возбужд╦нного атома с невозбужд╦нным в молекулярный ион. Обычно в пост, поле, ВЧ-гтоле и СВЧ-поле возбуждение атомов ударами электронов только тормозит развитие Л. э., т. к. электрон теряет энергию на возбуждение и вынужден снова е╦ набирать. Исключение составляют нек-рые газовые смеси, в к-рых происходит резонансная передача возбуждения одного типа атома на ионизацию другого (см. Пеппинга эффект], и световые поля достаточно высокой интенсивности и частоты, в к-рых возбужд╦нный атом ионизуется в результате многокваптового фотоэффекта (см. Оптические разряды].
Важнейшей характеристикой Л. э., определяющей скорость е╦ нарастания во времени, является частота и о н н з а ц и и V,- ≈ число электронов, к-рое в ср. рождает один электрон в 1 с. Если в момент t имеется Ne электронов, то
<^=v:Ne, JV^JVeexpv^, (1)
где NQ ≈ число затравочных электронов в нач. момент (≈0. Частота ионизации электронным ударом зависит от энергетич. спектра п(&) электронов в лавине (т. е. от поля) и определяется ф-лой
Г г v/ = \ п (е) о/ (е) dtj \ n (e) rfe,
(2)
X X
где о/(е) ≈ сечение ионизации электроном энергии е.
Когда ср. энергия Б спектра существенно меньше потенциала ионизации /, приближ╦нно можно принять о/л; С (е≈/). В случае максвелловской ф-ции распределения
I'/'.O) 539
