метод получения температур ниже 1 К путём адиабатического размагничивания парамагнитных веществ. Предложен П. Дебаем (См. Дебай) и американским физиком У. Джиоком (1926); впервые осуществлен в 1933. М. о. - один из двух практически применяемых методов получения температур ниже 0,3 К (другим методом является растворение жидкого гелия ³He в жидком ⁴He).

Для М. о. применяют соли редкоземельных элементов (например, сульфат гадолиния), хромокалиевые, железоаммониевые, хромометиламмониевые квасцы и ряд других парамагнитных веществ. Кристаллическая решётка этих веществ содержит ионы Fe, Cr, Gd с недостроенными электронными оболочками и отличным от нуля собственным магнитным моментом (Спином). Парамагнитные ионы разделены в кристаллической решётке большим числом немагнитных атомов. Это приводит к тому, что магнитное взаимодействие ионов оказывается слабым: даже при низких температурах, когда тепловое движение значительно ослаблено, силы взаимодействия не способны упорядочить систему хаотически ориентированных спинов. В методе М. о. применяется достаточно сильное (Магнитное охлаждение несколько кэ) внешнее магнитное поле, которое, упорядочивая направление спинов, намагничивает парамагнетик. При выключении внешнего поля (размагничивании парамагнетика) спины под действием теплового движения атомов (ионов) кристаллической решётки вновь приобретают хаотическую ориентацию. Если размагничивание осуществляется адиабатически (в условиях теплоизоляции), то температура парамагнетика понижается (см. Магнетокалорический эффект).

Процесс М. о. принято изображать на термодинамической диаграмме в координатах температура Т - энтропия S (рис. 1). Получение низких температур связано с достижением состояний, в которых вещество обладает малыми значениями энтропии (См. Энтропия). В энтропию кристаллического парамагнетика, характеризующую неупорядоченность его структуры, свою долю вносят тепловые колебания атомов кристаллической решётки ("тепловой беспорядок") и разориентированность спинов ("магнитный беспорядок"). Ïðè Ò (r) 0 энтропия решётки S_peш убывает быстрее энтропии системы спинов S_магн, так что S_peш при температурах Т < 1 К становится исчезающе малой по сравнению с S_магн. В этих условиях возникает возможность осуществить М. о.

Цикл М. о. (рис. 1) состоит из 2 стадий: 1) изотермического намагничивания (линия АБ) и 2) адиабатического размагничивания парамагнетика (линия БВ). Перед намагничиванием температуру парамагнетика при помощи жидкого гелия понижают до Т Магнитное охлаждение 1 К и поддерживают её постоянной на протяжении всей 1-й стадии М. о. Намагничивание сопровождается выделением теплоты и уменьшением энтропии до значения S_H. На 2-й стадии М. о. тепловое движение, разрушая упорядоченность спинов, приводит к увеличению S_магн. Однако в процессе адиабатического размагничивания энтропия парамагнетика в целом не меняется. Увеличение S_магн компенсируется уменьшением S_peш, то есть охлаждением парамагнетика.

Взаимодействие спинов между собой и с кристаллической решёткой (спин-решёточное взаимодействие) определяет температуру, при которой начинается резкий спад кривой S_ìàãí ïðè Ò (r) 0 и становится возможным М. о. Чем слабее взаимодействие спинов, тем более низкие температуры можно получить методом М. о. Парамагнитные соли, применяемые для М о., позволяют достичь температур Магнитное охлаждение 10^-3 К.

Значительно более низких температур удалось достигнуть, используя парамагнетизм уже не атомов (ионов), а атомных ядер. Магнитные моменты ядер примерно в тысячу раз меньше спиновых магнитных моментов электронов, определяющих моменты парамагнитных ионов. Поэтому взаимодействие ядерных магнитных моментов значительно слабее взаимодействия моментов ионов. Для намагничивания до насыщения системы ядерных магнитных моментов даже при Т = 1 K требуются сильные магнитные поля (Магнитное охлаждение 10⁷ э). Практически применяют поля 10⁵ э, но тогда необходимы более низкие температуры (Магнитное охлаждение 0,01 К). При исходной температуре Магнитное охлаждение 0,01 K адиабатическим размагничиванием системы ядерных спинов (например, в образце меди) удаётся достигнуть температуры 10^-5-10^-6 К. До этой температуры охлаждается не весь образец. Полученная температура (её называют спиновой) характеризует интенсивность теплового движения в системе ядерных спинов сразу после размагничивания. Электроны же и кристаллическая решётка остаются после размагничивания при исходной температуре Магнитное охлаждение 0,01 К. Последующий обмен энергией между системами ядерных и электронных спинов (посредством спин-спинового взаимодействия (См. Спин-спиновое взаимодействие)) может привести к кратковременному охлаждению всего вещества до Т Магнитное охлаждение 10^-4 К. Измеряют низкие температуры (Магнитное охлаждение 10^-2 К и ниже) методами магнитной термометрии (См. Магнитная термометрия). Практически М. о. осуществляют следующим способом (рис. 2, а). Блок парамагнитной соли С помещается на подвесках из материала с малым коэффициентом теплопроводности внутри камеры 1, которая погружена в Криостат 2 с жидким гелием ⁴He. Откачкой паров гелия температура в криостате поддерживается на уровне 1,0-1,2 К (применение жидкого ³He позволяет снизить исходную температуру до Магнитное охлаждение 0,3 К). Теплота, выделяющаяся в соли во время намагничивания, отводится к жидкому гелию газом, заполняющим камеру 1. Перед выключением магнитного поля газ из камеры 1 откачивают через кран 4 и таким образом блок соли С теплоизолируют от жидкого гелия. После размагничивания температура соли понижается и может достигнуть нескольких тысячных долей градуса. Запрессовывая в блок соли какое-либо вещество или соединяя вещество с блоком соли пучком тонких медных проволочек, можно охладить вещество практически до тех же температур. Наиболее низкие температуры получают методом двухступенчатого М. о. (рис. 2, б). Сначала производят адиабатическое размагничивание соли С и через тепловой ключ (теплопроводящую перемычку) К охлаждают предварительно намагниченную соль D. Затем, после размыкания ключа К, размагничивают соль D, которая при этом охлаждается до температуры существенно более низкой, чем была получена в блоке соли С. Тепловым ключом в установках описанного типа обычно служит проволочка из сверхпроводящего вещества, теплопроводность которой в нормальном и сверхпроводящем состояниях при Т Магнитное охлаждение 0,1 К различается во много раз. По схеме рис. 2, б осуществляют и ядерное размагничивание с тем отличием, что соль D заменяют образцом (например, меди), для намагничивания которого применяется поле напряжённостью в несколько десятков кэ.

М. о. широко применяется при изучении низкотемпературных свойств жидкого гелия (сверхтекучести (См. Сверхтекучесть) и других), квантовых явлений в твёрдых телах (например, сверхпроводимости (См. Сверхпроводимость)), явлений ядерной физики и т.д.

Лит.: Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 368-382; Физика низких температур, под общей редакцией А. И. Шальникова, перевод с английского, М., 1959, с. 421-610; Мендельсон К., На пути к абсолютному нулю, перевод с английского, М., 1971; Амблер Е. и Хадсон Р. П., Магнитное охлаждение, "Успехи физических наук",1959, т. 67, в. 3.

А. Б. Фрадков.

Рис. 1. Энтропийная диаграмма процесса магнитного охлаждения (S - энтропия, Т - температура). Кривая S₀ - изменение энтропии рабочего вещества с температурой без магнитного поля; S_н - изменение энтропии вещества в поле напряжённостью Н; S_рeш - энтропия кристаллической решётки (Speш Магнитное охлаждение Т³): Т_кон - конечная температура в цикле магнитного охлаждения.

Рис. 2. Схемы установок для магнитного охлаждения: а - одноступенчатого (N, S - полюсы электромагнита), б - двухступенчатого.