Система спиновая

На рисунках 285, а и 285, Ь показано поведение наинизшей энергии спиновой волны и расширение ионизационных полос. Уровни ионизационной полосы находятся за пределом последовательности дискретных кривых системы спиновых волн возбуждения и изображены заштрихованной областью. [c.651]

Совокупность магнитных моментов магнитных материалов часто называют спиновой системой. Подобно другим статистическим системам спиновые системы стремятся к упорядочению при низкой температуре и к хаосу при высокой. Оставив за рамками изложения случай диамагнетизма, сосредоточим здесь внимание на материалах, молекулы которых имеют постоянные магнитные моменты. В континуальном представлении дискретная система спинов заменяется непрерывным распределением в пространстве плотности спина. Роль электронов, пока затрагивается только магнетизм, доминирующая, поэтому о распределении плотности спина можно говорить как об электронной спиновой системе. [c.41]

Рассмотрим сначала такую конфигурацию объединенной системы, нри которой у первой системы спиновый избыток равен 2шь а у второй он составляет 2/П2. Эта конфигурация определяется набором состояний, характеризуемых фиксированными значениями mi и m2. Число допустимых состояний первой системы равно gi N, mi) и каждое из них может реализоваться одновременно с любым из g2 N2, m2) допустимых состояний второй системы. Полное число состояний в конфигурации объединенной системы определяется произведением gi Ni, mi)g2 M2, m2). Поскольку т — mi- - m2 постоянно, m2 — т — mi и произведение можно записать в виде [c.41]

Дополнение. Спиновые системы [c.89]

И, наконец, существенно, что влияние обычного теплового движения на ориентацию магнитных диполей электрона или ядер, точно так же, как и обратное влияние этой ориентации на тепловое движение часто бывает очень невелико. Тогда их можно рассматривать как не зависящие друг от друга. Таким путем мы и приходим к объекту, который называют спиновой системой. Она состоит из элементарных магнитных диполей, расположенных в фиксированных точках пространства. Спиновыми такие системы называют потому, что существование магнитного диполя у электронов или ядер тесно связано с существованием у них собственного механического момента импульса, который называют спином. [c.90]

ВОДИЛИСЬ на спинах ядер в охлажденном до температуры жидкого гелия (4,2 К) монокристалле ЫР. В таких условиях спиновая система могла находиться при отрицательных температурах часами. [c.94]

Но как измерить температуру спиновой системы, если ее нельзя приводить в контакт ни с каким термометром В этом случае в качестве термометрического вещества используют саму спиновую систему, подобно тому, как для этой цели используют идеальный газ в газовых термометрах. Только вместо давления теперь измеряют вклад в суммарную намагниченность вещества, связанный со спиновой системой. Этот вклад пропорционален разнице между числами магнитных диполей, N-1 и /, повернутых, соответственно, по и против поля. Из формулы (4.25) следует, что он определяется температурой и может быть использован поэтому для ее измерения. [c.94]

Такие разговоры — плод печального недоразумения. Крайне неравновесным состояниям вообще нельзя приписать никакой температуры. Состояние же спиновой системы при отрицательных температурах не более неравновесно, чем состояние горячего чая в термосе. И спиновая система, и чай рано или поздно остынут, придя в равновесие с окружающей средой. Но скорость этого остывания можно сделать достаточно малой для того, чтобы имело смысл говорить об определенной температуре системы. [c.94]

Рассмотрим систему, состоящую из двух нуклонов, из протона и нейтрона (дейтрон), и выясним, какие квантовые числа характеризуют ее состояния. В случае взаимодействия двух нуклонов в выражении ядерного потенциала, даваемого мезонной теорией для статического взаимодействия ( 21), будут существенными лишь первые два слагаемых, соответствующие центральным силам , а третье слагаемое, выражающее тензорные силы, в том числе и спин-орбитальное взаимодействие, мало. Ограничиваясь случаем центральных сил (пренебрегая тензорными силами), рассмотрим возможные состояния системы из двух нуклонов. При этом величина спина системы является интегралом движения, и состояние такой системы можно характеризовать спиновым квантовым числом S системы. [c.113]

Принимая во внимание, что спин нуклонов равен легко видеть, ЧТО спиновое квантовое число 5 системы протон—нейтрон равно либо О, либо 1. Известно, что величина 25+ I называется мультиплетностью данного спинового состояния. Состояния с [c.113]

Используя такие обозначения, запишем спиновые состояния системы двух нуклонов (табл. 4). [c.115]

Согласно принципу Паули, волновая функция системы из двух тождественных частиц с полуцелым спином должна менять знак при перестановке координат и спинов обеих частиц, т. е. должна быть антисимметричной. В соответствии с этим из всех возможных состояний р—р)- или (п—и)-систем принцип Паули отбирает только такие, которые удовлетворяют этому условию. Так, например, два нейтрона или два протона могут взаимодействовать между собой в s-состоянии (/=0 — четно и координатная волновая функция фг симметрична, т. е. не меняет знака при перестановке координат) только при противоположно направленных спинах (спины при перестановке переворачиваются, и спиновая волновая функция антисимметрична, т. е. меняет знак при перестановке спинов). В результате суммарная волно- [c.59]

В системе спиновых магн. моментов ферромагнетика квазичастицами являются магноны, Р. намагниченности (сы. Релаксация магнитная) можно описывать кн-нетич. ур-ниями для них. [c.328]

Заметим, что след матрицы инвариантен по отношению к унитарным преобразованиям, и поэтому условие (97.7) и формула (97.5) остаются неизменными в любом представлении. Число строк и столбцов матрицы плотности зависит от того, сколько независимых состояний грп используется для характеристики чистого состояния. Например, для системы спиновых моментов. у = 1/2 возможны только два состояния с различными значениями проекции спина на избранное направление — гр игр1,и матрица плотности является двухрядной. [c.557]

Былн вычислены матричные элементы гамильтониана для системы спиновых волн возбуждения (143.47) и был оценён с помощью этнх [c.650]

Мы здесь имеем положение, аналогичное случаю колебаний решетки, когда кинетическая энергия, подведенная к одному иону, благодаря кулоновскому взаимодействию распространялась на все ионы решетки. Результирующее возбуждение может быть описано состояниями волнового типа. Соответственно рассматриваемая проблема имеет и решения волнового вида (а е ). Энергия, затраченная на поворот спина, распределяется по всей спиновой системе спиновые волны, рис. 50). Спиновые волны могут квантоваться так же, как волны решетки. Здесь, следовательно, возникают магноны в виде новых коллективных возбуждений. Однако мы не будем изучать этот новый тип элементарных возбуждений с помощью уравнений Хартри—Фока для свободного электронного газа, а сделаем некоторое общее предположение. В большинстве случаев спины, корреляция которых приводит к спонтанному магнитному моменту при ферромагне [c.159]

Можно показать непосредственно, без перехода к волновым функциям, что гамильтониан цепочки спинов после подходящего изменения масштаба эквивалентен бозонному гамильтониану Нв. В гл. 1 уже отмечалась эквивалентность системе фермионов с нулевым спином после преобразования Йордана — Вигнера. Эквивалентность системе бозонов основана на преобразовании,, которое использовал Дайсон (1956) при исследовании ферромагнетиков, ассоциируя с системой спиновых волн некоторый неэрмитов бозонный гамильтониан. [c.108]

Вместе с тем одной лишь скалярной корреляционной функции (1.13) еще не достаточно для описания локального порядка в классической системе спиновых векторов. Дело в том, что компоненты каждого вектора 8 суть непрерывиые переменные. Пусть, например, величина Г (К -) для ближайших соседей оказалась лишь немного меньше своего максимально возможного значения 8г 8(). Зная только это, нельзя сделать выбор между двумя возможностями указанный эффект может быть обусловлен либо тем, что в системе есть лишь малое число соседних атомов с перевернутыми спинами, либо тем, что спины всех соседних узлов слегка отклонились от направления вектора 8г (рис. 1.15). В действительности интересующая нас информация содержится в двухузелъной функции распределения Р (8 , 8, )- Последняя определяет вероятность найти два спина 8, и 8 . в двух указанных узлах, принадлежащих любой [c.43]

Хотя сферическая модель выглядит весьма искусственной, ее нельзя считать совершенно нереалистической. Рассмотрим систему с гамильтонианом (1.16), в которой каждый из спиновых векторов 8 представляет собой классический вектор с В компонентами. Не слишком трудно показать, что характеристики сферической модели будут в точности совпадать с характеристиками такой системы в предельном случае, когда спиновая размерность В стремится к бесконечности [58], [1.22]. В этом смысле можно сказать, что классическая модель Гейзенберга в -мерной решетке (для которой, конечно, О = с1) оказывается промежуточной между соответствующей моделью Изинга ( ) = 1) и сферической моделью (В = оо). Таким образом, факт отсутствия фазового перехода в сферической модели при 0 = 2 согласуется (см. 2.5) с аргументами Мермина и Вагнера [2.19] против существования дальнего порядка в двумерных магнитных системах, спиновая размерность которых выше, чем у модели Изинга ( 5.7). [c.223]

Выражения (4.5) —(4.7) показьшают, что абсолютная температура обычных тел всегда положительна. Но это не есть универсальный закон природы. Положительность абсолютной температуры обычных тел связана с их конкретными свойстгами, которые приводят к тому, что их энтропия оказьтается растущей функцией внутренней энергии. Так бывает не всегда, и в природе существуют такие макроскопические объекты, абсолютная температура которых может принимать отрицательные значения. Примером таких объектов могут служить спиновые системы, некоторые сведения о которых приведены в дополнении. Здесь мы не будем останавливаться на изучении их свойств, а сделаем только несколько общих замечаний, которые позволят понять, как вьп лядит температурная шкала в том случае, когда система может находиться в состояниях с отрицательными абсолютными температурами. [c.77]

Пользуясь определением (4.4), из выражения (4.23) легка найти связь между внутренней энергией спиновой системы и ее температурой. Нужно учесть только, что условие v = onst, фигурирующее в формуле (4.4), теперь нужно заменить условием А = onst. В результате получим [c.93]

Частица спиновой системы, о которой шла речь в дополнении к гл.4, может находиться в двух состояниях, энергии которых различаются на величину А. Вычислить ее статсумму, среднюю энергию и энтропию. [c.166]

В этом случае можно говорить о приближенном сохранении полного орбитального момента L и полного спинового момента 5 системы. Такой тип взаимодействия называется L — S-связью или россел-саундеровской связью. Такая связь осуществляется для электронов в легких атомах при центральном взаимодействии и в случае, когда между нуклонами действуют центральные силы. [c.112]

В этом случае мы имеем сниглетиое спиновое состояние системы. [c.115]

Состояние системы тогда записывается соответствующим символом с числовыми индексами L . Справа внизу у символа ставится значение полного момента / системы. Вычитая из I значение L, получим значение спниовой части, входящей в полный момент S = - / — L. Слева сверху у символа ставится индекс, выражаюш.ий мультиплетность спинового состояния. Например 5,,—синглет-ное состояние с L = О и / — 0 — триплетное состояние с L == 2 и / 3. [c.115]

В случае сил Бартлета оператор Р действует только на спиновую часть волновой функции. Для квантовомеханической системы, состоящей из двух частиц, спиновая волновая функция симметрична относительно спиновых переменных, если полный спин системы s равен единице, и асимметрична при s == 0. Уравнение Шредингера при наличии сил Бартлета запишется [c.161]

Очевидно, что карбонизуемое углеводородное сырье - открытая неравновесная система. Накачка тепловой энергии дает все основания для деструкции углеводородов и их полного удаления из системы в виде летучих фракций. В конце концов должен произойти полный переход нефтяной дисперсной системы в газообразное состояние. Однако в действительности наблюдается совсем иное - по прошествии определенного времени термолиз заканчивается образованием твердого продукта - нефтяного кокса. Все дело в том, что вводимая в процессе термолиза тепловая энергия диссипирует в виде образования асфальтеновых парамагнитных молекул. Асфальтеновые молекулы характеризуются наличием нескомпенсированных атомных магнитных моментов. Они обладают большим потенциалом парного взаимодействия и имеют сильную тенденцию к самоассоциации. Возникают силы спин-спинового взаимодействия нейтральнььх свободных радикалов, превышающие по величине силы теплового отталкивания, которые и удерживают нефтяную систему от полного испарения. В процессе формирования структуры [c.156]

Простейшей формой ядерного взаимодействия является рассеяние нуклона на нуклоне, а простейшей связанной системой, простейшим ядром, является дейтон, состоящий из двух нуклонов. Поэтому построение теории ядерных сил начинается с исследования особенностей рассеяния нуклонов и свойств дейтона и попытки описать их с помощью подходящего потенциала. Выбор потенциала определяется следующими условиями. Сначала делаются наиболее общие предположения, которым заведомо (во всяком случае в первом приближении) удовлетворяет ядерное взаимодействие. Затем на потенциал накладываются дополнительные ограничения, которые приводят его в соответствие с известными свойствами ядерных сил, такими, как ко-роткодействие, насыщение, спиновая зависимость и пр. [c.487]

Согласно принципу Паули, волновая функция системы из двух тождественных частиц с полуцелым спином должна менять знак при перестановке координат и спинов обеих частиц, т. е. должна быть антисимметричной. В соответствии с этим из всех возможных состояний р-р)- или (п — п)-систем принцип Паули отбирает только такие, которые удовлетворяют этому условию. Так, например, два нейтрона или два протона могут взаимодействовать между собой в 5-состоянии (1 = 0 четно и координатная волновая функция il) симметрична, т. е. не меняет знака при перестановке координат) только при противоположно направленных спинах (спины при перестановке переворачиваются, и спиновая волновая функция антисимметрична, т. е. меняет знак при перестановке спинов). В результате суммарная волновая функция = гргфз меняет знак (-1-1) (—1) = — 1. Наоборот, если координатная функция антисимметрична (например, в p-состоянии), то спиновая функция должна быть симметрична (спины параллельны). Общее правило, справедливое для любого состояния, очевидно, заключается в выполнении условия [c.518]

Обобщенный принцип Паули позволяет быстро определять возможные состояния системы из двух нуклонов для разных значений изотопического спина Т. Например, р-состояиия (/=1, антисимметричная координатная функция) должны делиться между значениями с Т=0 (антисимметричная изотопспиновая функция) и Т=1 (симметричная функция) так, чтобы в первом случае спиновая функция была антисимметрична [c.61]

Ответ. Н f, g, t)=42 g —2Afg + Bg ), где-/ — координата , g — импульс . Рассмотренная система получается из уравнения Дирака для атома водорода после отделения спиновой и угловой частей [98]. [c.262]

Поскольку рассеяние тепловых нейтронов вообще не зависит явно от атомного номера исследуемого вещества, то с помощью дифракции нейтронов легко выявляется различие атомов с близкими. Z (например, при исследовании упорядочения атомов Fe и Со в системе Fe — Со), что трудно сделать рентгенографически и электронографически. При использовании дифракции нейтронов возможно изучение изотопических (часто рассеивающие способности изотопов одного и того же элемента значительно различаются) и спиновых различий атомов, входящих в решетку, причем такие различия не замечают ни рентгеновские лучи, ни электроны. В то же время при дифракции нейтронов могут оказаться неразличимыми (имеющими приблизительно равную амплитуду рассеяния) совершенно разные атомы. Так как легкие вещества рассеивают нейтроны также эффективно, как и тяжелые, то с помощью нейтронографии успешно проводят изучение кристаллической структуры веществ, в состав которых входят одновременно атомы легких и тяжелых элементов (атомы водорода в гидриде циркония, углерода в аустените), а также структур из легких элементов (льда, гидрида натрия, дейтерита натрия, графита). Такие структуры нельзя исследовать с помощью рентгеновских лучей и затруднительно с помощью электронов нз-за незначительного рассеяния их легкими элементами. [c.37]

В магнитном поле 8=5 0 полузона, в которой спиновые магнитные моменты направлены по полю, сместится вдоль оси Е вниз на fiB-6, а полузона с противоположным направлением спиновых магнитных моментов — вверх на цвВ. Таким образом, обе пол узоны сместятся друг относительно друга на 2р,вб (рис. 10.5,6). Так как система стремится к минимуму энергии, то часть электронов из [c.330]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...