Diamagnetismo

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Levitazione della grafite pirolitica (materiale diamagnetico) per effetto di un campo magnetico.

Il diamagnetismo è una forma di magnetismo che tutti i materiali mostrano in presenza di un campo magnetico. Si tratta di un effetto molto debole di natura quantistica, che viene annullato qualora il materiale goda di altre proprietà magnetiche come il ferromagnetismo o il paramagnetismo. I materiali in cui il diamagnetismo si manifesta in maniera rilevante sono detti materiali diamagnetici, e sono caratterizzati dal fatto che la magnetizzazione ha verso opposto rispetto al campo magnetico, e quindi di esserne debolmente "respinti". In ambito non scientifico i materiali diamagnetici sono spesso semplicemente detti "non magnetici".

Le sostanze che hanno comportamento diamagnetico sono, nell'esperienza comune, l'acqua, la maggior parte delle sostanze organiche (DNA, oli, plastiche) e alcuni metalli come il mercurio, l'oro, il rame, l'argento ed il bismuto.

Storia[modifica | modifica sorgente]

Nel 1778 S. J. Brugmans per primo osservò che il bismuto e l'antimonio venivano respinti dai campi magnetici. Tuttavia il termine diamagnetismo fu coniato dal Michael Faraday nel settembre 1845, quando scoprì che tutti i materiali in natura possiedono una componente diamagnetica in risposta ad un campo magnetico esterno applicato.

Descrizione[modifica | modifica sorgente]

Suscettività di alcuni materiali diamagnetici[1]
Materiale χv (10−5)
Superconduttori −105
Carbonio pirolitico −40.0
Bismuto −16.6
Mercurio −2.9
Argento −2.6
Carbonio (diamante) −2.1
Piombo −1.8
Carbonio (grafite) −1.6
Rame −1.0
Acqua −0.91

Il diamagnetismo si osserva in quei materiali le cui molecole non posseggono un momento di dipolo magnetico proprio, ma la magnetizzazione si realizza solo per il fenomeno della precessione di Larmor.

La relazione che lega i vettori \mathbf H e \mathbf M è proporzionalmente lineare:

\mathbf M = \chi_m \mathbf H

dove \chi_m è la suscettività magnetica. Nei materiali diamagnetici la permeabilità magnetica relativa \mu_r è minore o uguale a 1, e pertanto la suscettività magnetica \chi_m = \mu_r - 1 è una costante negativa:[2] questo spiega perché i materiali diamagnetici sono "respinti" dal campo magnetico, ovvero \mathbf M e \mathbf H hanno verso opposto.

Superconduttori[modifica | modifica sorgente]

Exquisite-kfind.png Per approfondire, vedi Superconduttore.

I superconduttori possono essere considerati materiali diamagnetici perfetti, nei quali \chi_m = - 1. Essi sfruttano l'effetto Meissner per espellere il campo dal loro interno (ad eccezione di un sottile strato superficiale).

Diamagnetismo di Langevin[modifica | modifica sorgente]

Il teorema di Bohr-van Leeuwen mostra che non vi può essere diamagnetismo in un sistema fisico puramente classico. Tuttavia la teoria classica per il diamagnetismo di Langevin, in cui l'elettrone è trattato come una carica che orbita attorno al nucleo ed il cui moto costituisce una corrente microscopica, fornisce risultati in accordo con quelli ottenuti ottenuti attraverso l'approccio (esatto) fornito dalla meccanica quantistica.[3] Il modello di Langevin si applica a materiali contenenti atomi le cui shell elettroniche sono complete, ovvero non vale per i metalli.

Un campo di intensità B applicato ad un elettrone di carica e e massa m fornisce una precessione di Larmor con frequenza \omega = eB / 2m, ed il numero di rivoluzioni per unità di tempo è \omega / 2 \pi, sicché la corrente elettronica per un atomo di Z elettroni è:[3]

 I = -\frac{Ze^2B}{4 \pi m}

Il momento magnetico \mu è uguale alla corrente per l'area della spira (l'orbita dell'elettrone); quest'ultima è data da \pi\left\langle\rho^2\right\rangle, con \left\langle\rho^2\right\rangle la distanza media dell'elettrone rispetto l'asse z (lungo il quale si suppone diretto il campo). Il momento magnetico è quindi dato da:

 \mu = -\frac{Ze^2B}{4 m}\langle\rho^2\rangle

Se la distribuzione di carica ha simmetria sferica si può supporre che le coordinate siano variabili indipendenti e identicamente distribuite, ed in tal caso:

\left\langle x^2 \right\rangle = \left\langle y^2 \right\rangle = \left\langle z^2 \right\rangle = \frac{1}{3}\left\langle r^2 \right\rangle

dove \left\langle r^2 \right\rangle è la distanza media degli elettroni dal nucleo. Quindi:

\left\langle \rho^2 \right\rangle = \left\langle x^2\right\rangle + \left\langle y^2 \right\rangle = \frac{2}{3}\left\langle r^2 \right\rangle

Se N è il numero di atomi per unità di volume, la suscettività magnetica è:

\chi = \frac{\mu_0 N \mu}{B} = -\frac{\mu_0 N Z e^2}{6 m}\langle r^2\rangle

Diamagnetismo nei metalli[modifica | modifica sorgente]

I metalli possiedono elettroni liberi e quindi il modello di Langevin non può essere applicato. La teoria del diamagnetismo per un gas di elettroni è detta diamagnetismo di Landau, e si basa sul campo generato dalla curvatura della loro traiettoria per mezzo della forza di Lorentz. Tale effetto è contrastato dal paramagnetismo di Pauli, associato alla polarizzazione dello spin degli elettroni liberi.[4][5]

Note[modifica | modifica sorgente]

  1. ^ Magnetic Properties of Solids, Carl L., Hyper Physics
  2. ^ (EN) IUPAC Gold Book, "diamagnetic"
  3. ^ a b Charles Kittel, Introduction to Solid State Physics, 6th, John Wiley & Sons, 1986, pp. 299–302, ISBN 0-471-87474-4.
  4. ^ M. C. Chang, Diamagnetism and paramagnetism in NTNU lecture notes. URL consultato il 24 febbraio 2011.
  5. ^ Nikos Drakos, Ross Moore e Peter Young, Landau diamagnetism in Electrons in a magnetic field, 2002. URL consultato il 27 novembre 2012.

Bibliografia[modifica | modifica sorgente]

  • Corrado Mencuccini, Vittorio Silvestrini, Fisica II, Napoli, Liguori Editore, 2010, ISBN 978-88-207-1633-2.
  • (EN) John D Jackson, Classical Electrodynamics, 3rd Edition, Wiley, 1999, ISBN 047130932X.
  • (EN) Griffiths, David J., Introduction to Electrodynamics (3rd ed.), Prentice Hall, 1998, ISBN 0-13-805326-X.

Voci correlate[modifica | modifica sorgente]

Collegamenti esterni[modifica | modifica sorgente]