Содержание к диссертации
Введение
1. Обзор основных теоретических и экспериментальных исследований сверхтонких полей и распределения электронной спиновой плотности в интерметалжческих соединениях редкоземельных элементов с 3 D - переходными металлами. Кристаллическая и магнитная структуры интерметаллидов Yx Fey .
1.1. Природа локальных полей на ядрах 3 d -переходных и немагнитных элементов в магнитоупорядоченных веществах 8
1.2. Кристаллическая и магнитная структуры интерметаллических соединений иттрия с железом 13
1.3. Состояния электронов в Зи -металлах и возможные механизмы обмена 31
1.4. Обсуждение результатов по распределению электронной спиновой плотности в соединениях Ріх"У 41
2. Методика измерений. аппаратура. образцы.
2.1. Спектрометр спинового эха 62
2.2. Применение высокого гидростатического давления при изучении ЯМР. Камера высокого давления 67
2.3. Образцы 72
3. Распределение электронной спиновой плотности и характер обменных взаимодействий в интерметаллических соединениях иттрия с железом . 74
3.1. Спектры ЯМР в соединениях YFez ,YFe3,
3.2. Анализ результатов на основе средних значений локальных полей и магнитных моментов железа в соедине
3.3. Учет локального окружения 88
3.4. Объяснение характера зависимости I с от состава
в интерметаллидах Y* Гву . 93
4. Влияние гидростатического давления и температуры на локальные поля на ядрах немагнитных ионов в ромбоэдрическом y fes и некоторых сплавах с кубической решеткой.
4.1. Влияние всестороннего сжатия на частоты ЯМР иттрия в YFe3 100
4.2. Изучение температурной зависимости частот ЯМР не магнитных ионов в ромбоэдрическом Y Fei и сплавах M-Fe 9 Ga-Fe \ Ю4
Заключение п8
Литература
- Кристаллическая и магнитная структуры интерметаллических соединений иттрия с железом
- Применение высокого гидростатического давления при изучении ЯМР. Камера высокого давления
- Анализ результатов на основе средних значений локальных полей и магнитных моментов железа в соедине
- Изучение температурной зависимости частот ЯМР не магнитных ионов в ромбоэдрическом Y Fei и сплавах M-Fe 9 Ga-Fe \
Введение к работе
Исследования в области физики магнитоупорядоченных кристаллов в настоящее время составляют значительную часть работ по физике твердого тела. Современное развитие науки и техники требует все большего применения магнитных веществ с определенными физи -ческими свойствами. Особое внимание уделяется соединениям РЗЭ с 3« -переходными металлами, в первую очередь с железом и кобальтом, среди которых обнаружены вещества с магнитными характеристиками (магнитострикция, коэрцитивная сила, энергия размагничива -ния), во много раз превышающими аналогичные характеристики традиционных материалов на основе 3 и -металлов и имеющие сравнительно высокие температуры магнитного упорядочения.
Одним из современных средств получения такой информации о магнитоупорядоченных соединениях является метод ядерного магнитного резонанса (ЯМР). Этот метод в отличие от других экспериментальных методов, определяющих коллективный отклик системы на внешнее возбуждение, позволяет изучать локальные свойства магнитных кристаллов. Это становится возможным благодаря тому, что сам метод ЯМР основан на использовании магнитного момента ядер в качестве микроскопических зондов для изучения пространственного распределения зарядовой и спиновой электронной плотности в месте расположения ядра, а также природы обменных взаимодействий, от -ветственных за тот или иной тип магнитного упорядочения в ве -ществе. Высокая разрешающая способность, присущая методу ЯМР, а также высокая чувствительность характеристик ЯМР к особенностям магнитных свойств кристаллов делает этот метод одним из самых эффективных в применении к изучению природы магнетизма в твердых телах. Данный метод, обладая высокой точностью, присущей радиоспектроскопии, имеет наибольший успех в сочетании с данными, по - 5 лученными при электрических, нейтронографических, рентгенографических и других исследованиях, а в ряде случаев эксперименты, выполненные с помощью метода ЯМР дают основную информацию об изучаемой системе.
Благодаря своим магнитным свойствам интерметаллические соединения РЗЭ с 3Q -переходными металлами получают все большее применение в качестве высококоэрцитивных материалов для постоянных магнитов большой мощности ( п 10$ ), а также как материалы для магнитострикционных преобразователей ( ). Однако прогнозирование новых магнитных материалов с наперед заданными свойствами на основе уже существующих и разработка качественно новых магнитных веществ невозможны без глубокого понимания физических процессов, ответственных за формирование магнитной структуры. Одним из этапов, способствующих углублению наших представлений о происходящих физических явлениях в соединениях РЗЭ с 3 d -металлами, может послужить изучение интерметаллических соединений немагнитных металлов с переходными Зы -металлами, например, соединений иттрия с железом.
Целью данной работы является экспериментальное исследование локальных магнитных полей на ядрах / иге в ряду сое динений с общей химической формулой іх ІЄу и влияние на них высокого гидростатического давления и температуры. На основе по лученных экспериментальных данных и макроскопических характерне тик данных соединений были выяснены определенные закономерности механизма наведения локальных полей на ядрах немагнитных ионов иттрия, объяснены величины этих полей и значения температур маг нитного упорядочения при переходе от одного соединения к другому.
Работа состоит из четырех глав.
В первой главе представлены необходимые сведения о кристаллической и магнитной структуре соединений УхГЄи » а также указаны основные механизмы наведения локальных магнитных полей на ядрах. Рассмотрены вопросы о характере состояний электронов в Зс/ -переходных металлах и возможные механизмы обмена. В этой же главе приведен краткий обзор экспериментальных и теоретических исследований по распределению электронной спиновой плотности в соединениях Я Ни » где Я - символ РЗЭ, а п - переходного металла.
Во второй главе приводится описание методики измерений, приведена блок-схема спектрометра ЯМР, на котором выполнены измерения, а также описан способ приготовления образцов для исследований.
В третьей главе представлены экспериментальные результаты исследований локальных магнитных полей на ядрах иттрия и железа в соединениях Yx Feu • Полученная информация позволила объяснить характер поведения локальных полей на ядрах Г при переходе от соединения к соединению, а также различие этих полей для Y , находящихся в кристаллографически неэквивалентных положениях. Выяснена зависимость этих полей от расстояния до поляризующего спина и от локального окружения. Объяснено аномальное поведение температуры Кюри этих соединений от состава и выяснен характер обменных взаимодействий, присущий данным соединениям. В этой же главе рассмотрен вопрос об электронной конфигурации атомов железа, характерной для интерметаллидов Ух feu .
Четвертая глава посвящена влиянию гидростатического давления и температуры на распределение электронной спиновой плотности в интерметаллическом соединении і б з . Экспериментальные данные у S3 по влиянию давления на локальные поля на ядрах / с одной стороны позволили сделать вывод об анизотропном сжатии кристаллической решетки соединения Y ГЄ3 , а с другой были использованы для исключения влияния объемного расширения при изучении тем - 7 пературных зависимостей частот ЯМР ионов иттрия, находящихся в различных кристаллографических позициях. В этой же главе обсуждаются причины различия температурных зависимостей локальных полей ромбоэдрического соединения Y ге3 и соединений имеющих кубическую структуру.
В заключении приведены краткие выводы и список цитированной литературы.
Работа выполнена в отделе резонансных явлений в магнитных полупроводниках и диэлектриках Донецкого физико-технического ин -ститута АН yGCP.
Материалы, вошедшие в диссертацию докладывались на ХУІ Все -союзной конференции по физике магнитных явлений (6-9 сентября 1983г., Тула) и на УП Всесоюзном совещании по упорядочению атомов и его влиянию на свойства сплавов (24-26 мая 1983г., Свердловск). Основные результаты диссертации опубликованы в работах [і03, 104, 106, 107, I08J .
Кристаллическая и магнитная структуры интерметаллических соединений иттрия с железом
Впервые оценка этого взаимодействия, как причины GT поля, была рассмотрена Штернхаймером [3] .
В работе Хана и др. [4] было показано, что локальное поле на ядрах железа имеет отрицательный знак. Поэтому был сделан вы - 10 вод о том, что основной вклад в Н/мх обусловлен поляризацией S -электронов ионного остова. При таком подходе предпо -лагается, что внутренние 5 -электроны дают отрицательный вклад в поле на ядре, а внешние - положительный. Это можно объяснить тем, что электроны со спинами f и f по разному взаимодействуют с ионным спином. Рассматривая, например, пару спинов внут -ренних 5 -электронов становится ясно, что плотность на ядре электронов с преимущественной ориентацией спина должна падать , а для противоположной - расти. Поэтому контактное поле от внутрен -них электронов будет отрицательным. Рассуждая таким образом, можно показать, что от внешних 5 -электронов эффект будет обрат -ный.
В случае ферромагнитных металлов группы железа поляризация ионного остова является лишь одним из ряда источников, создакнцих СТ поле, действующее на спиновые магнитные моменты ядер. Маршалл [5] первый рассмотрел эти источники Нет на ядрах 3 и -ме -таллов. Помимо вклада от поляризации ионного остова, эти источники включают следующие эффекты внешних электронов: 1. Поле от контактного взаимодействия с 4 S -электронами, поляризованными 3 d -электронами. 2. Поле от контактного взаимодействия с 4 5 -электронами, частично находящимися в 3 d -полосе. 3. Вклад от незамороженных орбитальных моментов 3 О -электронов. Последний вклад для [_, - 5 связи может быть записан в виде ИорсГ = $J46 r 3 L , (7) где L- IE -LK - орбитальный момент иона; причем суммирование распространяется только на "магнитные" электроны. поле, соответствующее третьему члену в выражении (4), обычно намного меньше \ \0pS . Как и всякое диполь-ное поле оно анизотропно. Для S -электронов спин-дипольное СТ поле равно нулю. Кроме того, оно также равно нулю и для других электронов в том случае, если волновая функция основного орби -тального состояния имеет кубическую симметрию.
Ядра немагнитных ионов также подвержены воздействию сильных внутренних полей. Впервые этот эффект обнаружен в работах советских ученых. Например, были найдены большие локальные поля на яд -pax примеси золота в ферромагнитной матрице железа и никеля 6 -9 J , а также на ядрах немагнитных ионов олова [10 - 14] , введенных в решетку феррита-граната иттрия. Изучение внутренних ло -кальных полей на ядрах примесных немагнитных ионов в магнитной матрице способствует лучшему пониманию механизмов обменного взаимодействия между атомными спинами.
Ватсон и Фримен [ 2J предположили, что возникновение локальных полей на ядрах немагнитных ионов может быть обусловлено еле -дующими механизмами:
1) примешивание спиновой плотности магнитных электронов от ферромагнитного иона к заполненным скомпенсированным оболочкам немагнитных ионов (это приводит к раскомпенсации последних);
2) немагнитный ион поляризуется обменным полем магнитных электронов ферромагнитных ионов, что приводит к раскомпенсации внутренних 5 -электронов;
3) в магнитной матрице поляризуются электроны проводимости, которые через контактное Ферми-взаимодействие вызывают появление локального поля на ядре.
Для случая немагнитной примеси в непроводящей матрице последний механизм, естественно, отбрасывается. Что же касается первого механизма, то в применении к некоторым материалам, в част - 12 ности феррит-гранат иттрия, показано [l5j , что прямое взаимо действие диамагнитных и магнитных атомов отсутствует. В работе
Гольданского и др. [14J высказывается предположение, что в фер ритах взаимодействие немагнитных ионов Sn с магнитными ио нами железа осуществляется с помощью механизма косвенного обмена через ионы кислорода.
Механизмы наведения СТ полей на ядрах немагнитных ионов в проводящих магнитоупорядоченных веществах подробно изучались в работах [16 - 25] . Например, в работе Балабанова и Делягина Г18J был предпринят систематический анализ величин и знаков по -лей на ядрах примесных диамагнитных ионов в различных ферромаг -нитных матрицах. При этом было замечено две закономерности:
1. Поля на ядрах атомов одного периода зависят от общего числа электронов во внешних оболочках (например, для \/ периода - 4СІ ,55 и5р ) без подразделения этих электронов по орбитальным числам. Корреляция между величиной поля и постоянной атомной сверхструктуры отсутствует.
2. Поле на ядрах атомов различного периода, но с одинаковым числом внешних электронов соотносятся друг с другом, как [- ] ( Zt и Zz - атомные номера соответствующих элементов).
Применение высокого гидростатического давления при изучении ЯМР. Камера высокого давления
Использование высоких гидростатических давлений при изуче -ний ЯМР в твердых телах предъявляет более жесткие требования к чувствительности спектрометра и конструкции самой камеры высокого давления. Для получения высокого давления желательно иметь малый диаметр канала камеры. Однако уменьшение размеров камеры приводит к уменьшению объема исследуемого материала, ухудшению добротности резонансного контура и, следовательно, к уменьшению сигнала ЯМР. Все эти обстоятельства определили выбор диаметра канала камеры не менее 10 мм.
Конструктивная особенность ввода радиочастотного поля, при которой значительно увеличиваются паразитные емкость и индуктивность, заставляет использовать спектрометр вблизи предела чувствительности. Замечена еще одна особенность ЯМР при высоких дав -лениях: с увеличением давления амплитуда сигнала эхо уменьшается. Вероятно, это связано с ростом влияния скин-эффекта при всесто -роннем сжатии порошкообразного образца сплава. По этой причине исследование ЯМР проводились при давлениях, не превышающих 8,5 кбар (при 77 К).
Исследование сверхтонких полей на ядрах в интерметаллическом соединении з ПРИ высоких гидростатических давлениях производилось в камере, изготовленной из бериллиевой бронзы БрБ2. Бериллиевая бронза подвергалась термообработке до твердости 38:40 по шкале . Использован затвор с нескомпенсирован-ной площадью, поскольку его применение улучшает надежность герметизации камеры при давлениях выше I кбар [80 J . Камера высокого давления состоит из следующих деталей (см. рис.23): I - корпус; 2 - обтюратор; 3 - гайка обтюратора; 4 - поршень; 5 - грибковое уплотнение; б - шток; передающий усилие от пресса; 7 - гайка поршня; 8 - манометр; 9 - образец. Основные размеры: длина корпуса 170 мм; диаметр рабочего цилиндра 14 мм; наружный диаметр 55 мм.
Обтюратор имеет три миниатюрных электроввода, представляющих собой канавки, выфрезерованные в конусе из материала обтюратора. Два ввода служат для подведения радиочастотного поля к образцу, а третий для измерения сопротивления датчика давления (четвертым электровводом служит корпус обтюратора). Для уплотнения конуса и электровводов использовалась эпоксидная смола ЭД-5. При таком уплотнении обтюратор выдерживал давление 13,5 кбар при комнатной температуре. При расчете корпуса камеры высокого давления предел прочности для БрБ2 принимался равным 80 кГ/мм2; коэффициент запаса - 1,3; число удерживающих витков при 10 кбар равным 5.
В качестве среды для передачи давления использовалась смесь обезвоженных трансформаторного масла и керосина, поскольку именно такая среда может обеспечить необходимую гидростатичность
Для измерения величины получаемого в камере давления использовался манганиновый датчик, отградуированный во ВНИИФТРИ до 15 кбар, и мост сопротивлений МО-2. Погрешность относительных измерений сопротивления не превышает 0,02 ом, что соответствует ошибке в определении давления не более 100 бар. Для определения давления в камере при низких температурах была экспериментально изучена температурная зависимость электросопротивления датчика давления. Для этого манганиновый датчик и термопарный термометр помещались в камеру высокого давления, которая медленно охлаждалась парами азота. Использование градуировочных кривых (по температуре и давлению) позволило определить изменение давления в камере от температуры (см. рис.24). При этом предполагалось, что коэффициент и п /up не зависит от температуры. Было также найдено, что падение давления с уменьшением температуры сильно зависит от количества исследуемого образца. Поэтому, чтобы в наших экспериментах пользоваться результатами, приведенными на рис.24, необходимо либо выдерживать объем образцов постоянным, либо объем образцов должен быть много меньше объема рабочего цилиндра камеры. Эти условия трудновыполнимы. Во-первых, это свя -зано с технологией подготовки образцов для исследования ЯМР в сплавах. Во-вторых, чувствительность спектрометра ЯМР не позволяет использовать в экспериментах с высоким давлением образцы объемом меньше 0,5 см3. Поэтому давление в камере при 7
Анализ результатов на основе средних значений локальных полей и магнитных моментов железа в соедине
Экспериментальные результаты свидетельствуют о том, что локальное поле на ядрах иттрия в соединении J ГЄ зависит от кристаллографического положения атома . Из табл.2 видно, что поле на ядрах ионов иттрия, имеющих в ближайшем окружении 18 атомов железа, значительно меньше поля, в котором находятся ядра иттрия, окруженные 12-ю ближайшими соседями. Г в .В случае соединения Y} Г в , где иттрий имеет 19 ближайших атомов Fe , поле П близко по величине к значению и YFe, для ионов иттрия с 12-ю соседями железа. Таким образом, очевидно, что одно лишь число ближайших магнитных атомов не может служить критерием для оценки величины наведенного поля.
Для соединения YГ в ц была предпринята попытка определить Y Y «L поле п с помощью выражения , где А/ і /v - число атомов железа в і -ой координационной сфере радиуса Ґс . Необходимое соотношение величин п в различных позициях достигается при ск = 12. Однако столь сильная зависимость локальных полей на ядрах иттрия от межионного расстояния не подтверждается экспериментом [73] .
Величины полей п в неэквивалентных позициях ионов иттрия удается объяснить, если воспользоваться представлением о том, что поля п обусловлены собственными поляризованными электронами иттрия, а величина поляризации О пропорциональна числу атомов железа Л/ , ответственных за поляризацию, числу валентных электронов иттрия, приходящихся на один из этих атомов ( И/ N } и обратно пропорциональна расстоянию у-ре со степенным показателем оС , т.е. НГ /\1т р = ЛГг КА/) I Ul/П S (43)
Видно, что (43) является модифицированной формой записи выражения (35), где вместо степени поляризации К использован множитель 4.S? 21 Л/г /Г І » отражающий зависимость поляризации от расстояния до поляризующего спина 5
На первый взгляд выражение (43) для г/ мало отличается от предыдущих. Однако использование числа Y\ J N позволяет нам учесть то обстоятельство, что электроны иттрия в различ -ных положениях (I и II в У / з ) поляризуются различным ко -личеством атомов железа. Действительно, рассматривая локальное окружение ионов Тій У II атомами железа и атомов железа ГЄ І, ҐЄ II и гЄ III ионами иттрия, можно получить, что на один ион Т I приходится 4,4 /в , ана Т II только 2,3 Г в . Продемонстрируем это на примере узла II. Как видно из табл.3, данное положение иттрия имеет в ближайшем окружении 6 атомов Гб II и 12 III. Из локального окруже -ния атомов гв II и Г6 III найдем их весовые доли по от -ношению к одному ближайшему иону иттрия равными 1/3 и 1/5. Сле -довательно, на один ион У I приходится (I/3)x6 = 2 атома
Таким образом в выражении (43) число /V равно 4,4 или 2,3 (в зависимости от узла иттрия), а /Vі принимает значение 2; 2,4; 0,5; 1,8. Подставляя значения /I/, N і и Ґі в выра -жение (43) находим, что наилучшее согласие с экспериментом достигается при ск = 5. Условием при этом служила величина отноше -ния локальных полей на ядрах У I и У II - И УН =0,8.
Подобный расчет был проведен и для соединений Y ре« !?, Полагая, что величина поляризующего спина (определяющего локальную часть Ы магнитного момента железа) и параметр GTB /\ст одинаковы в соединениях У гв I г в $ ІЛІ ІЄІ? для двух последних получены величины /-/ равные 210,6 и 212,1 кЭ соответственно. Незначительное расхождение с экспериментальными значениями (табл.2) может быть связано с некоторой погрешностью в оценке межионного расстояния Г , поскольку параметры решеток исследуемых соединений определены при комнатной температуре, а изучение спектров ЯМР ведется обычно при Т = 78 К.
Ранее Г 71J при изучении ЯМР в интерметаллических соедине ниях Ьи У,-х гв было обнаружено анизотропное распределе ние электронной спиновой плотности в редкоземельной подрешетке.
Особенностью предлагаемого в настоящей работе механизма наведе ния полей п также является анизотропное распределение за рядовой и спиновой плотности валентных электронов атомов иттрия, занимающих неэквивалентные кристаллографические позиции. Нейтро-нографические исследования Ног? Г85] показали, что магнитные моменты железа в различных кристаллографических местах заметно отличаются друг от друга.
Изучение температурной зависимости частот ЯМР не магнитных ионов в ромбоэдрическом Y Fei и сплавах M-Fe 9 Ga-Fe \
Другим важным результатом проведенного исследования являет ся то, что по имеющимся температурным зависимостям локальных по лей можно определить знак и даже приблизительно оценить измене ние этих полей от давления. Из рис.3 видно, что кривая зависимос ти от температуры локального поля на ядрах fi С проходит выше кривой для железа. Если теперь провести вертикальную линию, например, при температуре 273 К и на ней отложить в точках пере сечения с температурными кривыми для алюминия и железа известные значения дЕпИ/др , то получится шкала барических коэф фициентов. В соответствии с этой шкалой получаем величину (/с/1 Н/оР для ядер ЬО, в железе равную -0,5 10 кбар . Это значение близко к найденному из эксперимента, выполненного с привлечением техники высокого давления.
В связи с проведенными экспериментами по влиянию высокого гидростатического давления на изменение локальных полей на ядрах немагнитных примесей в сплавах ЯЄ-Fe и Ga-Fe необходимо затронуть вопрос о влиянии всестороннего сжатия на величину взаимодействия между электронной и ядерной подсистемами. Известно [82] , что локальное поле г/ на ядре зависит не только от величины локальной намагниченности И в окрестности данного иона, но также от величины константы сверхтонкого взаимодействия л ст , характеризующей взаимодействие между ядерной и электронной подсистемами, то есть: Н = Лег И . (63)
В ферромагнитных металлах исследования, выполненные с привлечением техники высокого давления, могут дать информацию о деталях сверхтонкого взаимодействия. Влияние всестороннего давле -ния на парамент СТВ г\ст определяется выражением:
Из (64) видно, что изучив изменение локальных полей и на -магниченности под действием гидростатического давления D можно определить зависимость пет от р . Достоверность таких ре -зультатов в значительной степени определяется точностью измерения намагниченности абсолютного насыщения и ее изменения под дейст -вием гидростатического давления. Так в работе [82J в соответствии с данными Гальперина [97] о величине д Enfi/d р для металла железа было найдено, что параметр л ст не зависит от объема. Такой же результат получен и для металлического кобальта [98 ] . В то же время дальнейшие исследования влияния давления на намагниченность насыщения [99J указывают на то, что параметр СТВ чувствителен к изменению объема. Из изложенного видно насколько трудно получить однозначные сведения об изменении сверхтонкого взаимодействия при всестороннем сжатии образца. Если для чистых металлов подобная информация имеется в большом объеме, то для случая немагнитных примесей в ферромагнитных проводящих матрицах она почти отсутствует. Связано это прежде всего с тем, что под действием давления изменение локальной намагниченности в окрестности немагнитного иона может отличаться от изменения магнитного мо -мента атомов матрицы и поэтому какие-либо количественные оценки величин членов выражения (64) становятся затруднительными. Однако в некоторых случаях можно хотя бы качественно проанализиро -вать полученные результаты, как например, в случае примесей Jit и 6ft . Эти элементы имеют одинаковое число внешних электро -нов (3.S Зр У ЛІ 4S 4p У 6ft ) но различаются количеством внутренних заполненных электронных оболочек. Последние, как известно f18J , являются составным элементом механизма наве -дения магнитных полей на ядрах. Следствием различного числа за - 117 полненных внутренних электронных оболочек может явиться измене -ние параметра СТВ при сжатии образца. Используя данные табл.7 с помощью выражения (64) находим: Из выражения (65) видно, что изменение локального поля на г 69 ядрах Ь Сі под действием давления имеет более "положитель ное" значение, чем в случае ионов . Поскольку алюминий и галлий имеют подобные внешние электронные оболочки, нет основа -ния предполагать, что под действием давления относительное изменение локальной намагниченности и П / П в окрестности этих ионов будет различным.
Вместе с тем имеются серьезные основания считать, что раз личный сдвиг локальных полей на ядрах Л С и Ой обус ловлен неодинаковым изменением параметров СТВ при всестороннем сжатии. На это указывают результаты Бенедека и Кушиды [100] по изучению изменения сдвигов Найта г\ при сжатии щелочных ме таллов . Для этих металлов с ростом числа заполненных оболочек величина дЄпК/dp растет от отрицательных к положительным значениям. Причем, как показано в работах Бенедека [101] и Брукса [102] изменение сдвига Найта при сжатии этих металлов связано, в основном, с изменением параметра GTB. Поэтому логично положить, что в случае примесей рост числа заполненных оболочек при переходе от алюминия к гал лию будет сопровождаться увеличением значения Таким образом различным изменением параметра сверхтонкого взаимо действия под действием давления можно объяснить различный сдвиг локальных полей на ядрах примесных атомов л С и Ьй в ме таллическом железе.
