Спектр спиновой системы

В спиновой системе, так же как и в колебательной системе, возможны только дискретные энергетические состояния, однако между обеими системами есть существенное различие. Спектр колебательной системы не имеет верхнего энергетического предела, в то время как у спектра спиновой системы такой предел имеется. Это, разумеется, находит отражение в том факте, что при возрастании температуры теплоемкость колебательной системы стремится к постоянному значению (37 по закону Дю-лонга и Пти). В противоположность этому теплоемкость, связанная с возбуждением спиновой системы, проходит через максимум и падает далее до нуля. [c.286]

Более 40 лет назад в результате изучения парамагнитной релаксации в кристаллах было установлено, что во многих случаях совокупность спиновых моментов можно выделить в отдельную, не обладающую пространственными степенями свободы термодинамическую систему, характеризующуюся температурой, отличной от темпера уры образца. Особенностью этой спиновой системы является ограниченность спектра, что приводит к возможности нахождения ее как в равновесных состояниях с положительной, так и в равновесных состояниях с отрицательной термодинамической температурой (см. гл. 7). [c.173]

Поскольку ядерная спиновая система является коллективизированной, в ней существуют свои коллективные возбуждения — ядерные спиновые волны. Их спектр может быть также получен из ур-ний (18) [c.112]

Другие методы. Резонансное рассеяние у-квантов с последующим анализом энергетич. спектра рассеянных у-квантов позволяет исследовать релаксац. процессы в электронной спиновой системе с характерными временами порядка времени жизни возбуждённого состояния ядра. [c.107]

Для решеток Браве дисперсионное соотношение (38.24) дает зависимость энергии магнонов от к. Эта зависимость, так же как у акустической ветви фононного спектра, начинается с энергии, равной нулю при А = 0, и возрастает до поверхности зоны Бриллюэна. Для решеток с базисом можно ожидать еще других ветвей магнонного спектра, которые соответствуют оптическим фононам. Для таких решеток ограничение оператора Гейзенберга обменным взаимодействием между ближайшими соседями окажется невозможным. Разные базисные атомы образуют подре-шетки, и, наряду с взаимодействием внутри подрешетки, важную роль играет взаимодействие между подрешетками. Расширение нашей модели необходимо еще и из других соображений. Ионы отдельных подрешеток в большинстве случаев будут различными. Они будут тогда обладать разным полным спином и часто также разным направлением спиновой системы подрешетки (расположенные внутри подрешеток спины параллельны). В основном состоянии тогда проявится магнитный момент. Однако это будет векторная сумма спинов двух подрешеток с противоположно направленными спинами, следовательно, разность спинов. Такой ферримагнетик отличается от настоящего ферромагнетика. Настоящие ферромагнитные изоляторы с решеткой Браве, к которым применима развитая нами модель, встречаются редко. [c.166]

Вдали от порога протекания, где свойства системы уже более не определяются связностью очень больших кластеров, спектр спиновых волн можно приближенно найти с помощью общих методов гл. 9. Поскольку магнонные возбуждения в ферромагнетиках и антиферромагнетиках с математической точки зрения аналогичны фононам и электронным возбуждениям ( 8.1), мы можем воспользоваться с соответствующими видоизменениями и усложнениями [19—24] теорией энергетического спектра модели сильной связи для сплавов, приводящей к методу когерентного потенциала ( 9.4). Попытки усовершенствовать это приближение с целью учесть влияние локального окружения [25—28] приводят к тем же математическим проблемам, что и в задачах о колебаниях решетки и об электронных состояниях в сплавах замещения < 9.5-9.7). [c.548]

В соответствии с тремя направлениями в пространстве электрон имеет три степени свободы. Этому соответствуют при постоянных квантовомеханических условиях три квантовых числа п, I, гп1. Однако, ограничиваясь указанными квантовыми числами, нельзя полностью объяснить атомные спектры. Возникает необходимость принять существование четвертой степени свободы электрона, которая учитывает момент количества движения, соответствующий вращению электрона вокруг своей собственной оси, подобно тому, как вокруг собственных осей вращаются планеты солнечной системы. Этот собственный вращательный момент количества движения электрона называют спином. Как показывает эксперимент, указанный момент количества движения, если за единицу измерения взять /1/2зт, равен 1 /2. Спиновое квантовое число 5 принимает только два различных значения [c.19]

Электронный резонанс в АФМ дает информацию о щели в спектре спиновых волн и о релаксац. процессах в электронной спиновой системе. В АФМ можно во.ч-буждать спиновые волны с однородным СВЧ-иоле.м большой амплитуды. Измеряя порог такого параметрич. возбуждения спиновых волн, определяют время их жизни для разл. значений магн. поля и темп-ры. [c.112]

Эффект СД бьш первоначально обнаружен в спиновых системах путем наблюдения зависимости времени дефазировки Тз от паузы г между возбуждающими импульсами в экспериментах с микроволновым эхом в работах Мимса и сотрудников [72]. Клаудером и Андерсоном [73] была предложена теория стохастического типа для обмснения эффекта СД в спиновых системах. Подход Клаудера-Андерсона лег в основу большинства последующих теоретических работ, посвященных теории СД как в спиновых системах [74-76], так и в оптических спектрах хромофоров [77-79]. В этих работах бьши получены формулы для временного уширения БФЛ. В данном параграфе мы рассмотрим динамическую теорию СД, т. е. теорию, основанную на использовании гамильтониана системы и правил квантовой механики для расчета вероятностей перехода. Эта динамическая теория дает ряд новых предсказаний, которые позволяют более полно описать явление СД. [c.269]

В противоположной — радиочастотной — области спектра многофотонное поглощение на вращательных уровнях газов наблюдали Юз и Грабнер в 1950 г. [27]. Множество различных вынужденных многофотонных эффектов в радиодиапазоне вскоре было обнаружено на зеемановских подуровнях в твердых электронных парамагнетиках. В двухуровневых спиновых системах благодаря малости энергии фотонов удалось наблюдать такие явления, как рамановское усиление [28], удвоение [29] и утроение частоты [30], пятиквантовое поглощение [31]. Каскадное удвоение [32] и вычитание [33] частоты наблюдалось на трех спиновых подуровнях основного состояния рубина. На вращательных и спиновых двухуровневых системах исследовался эффект усиления при насыщении [34—36]. Соответствующие ему спонтанные эффекты наблюдались позже в оптическом диапазоне [142], [c.38]

Прежде чем определять модель Тирринга как подходящий непрерывный предел ХУ2-модели, исследуем слабый предел гамильтониана Гейзенберга — Изинга как системы фермионов. При этом спектр предельного гамильтониана совпадает с пределом дискретного спектра спиновой цепочки. Таким же было поведение системы эквивалентных бозонов в п. 6.1.3. [c.113]

Магнитное поле направлено вверх. Отрицательные спиновые температуры не могут сохра няться сколь угодно долго вследствие слабой связи спинов с решеткой. Решетка может иметь только положительные температуры, так как ее энергетический спектр неограничен сверху. Направленные вииз спииы, как например, прит = -т1, будут переворачиваться один за другим, отдавая энергию решетке и приближаясь к равновесию с ней при общей положительной температуре. Ядерная спиновая система при отрицательных температурах может релаксировать очень медленно — в течение минут или часов этого времени достаточно для проведения экспериментов при отрицательных температурах. [c.87]

МАГНОН — квазичастица, соответствующая кванту спиновых волн в магнитоупорядоченных системах. М. по отношению к спиновым колебаниям играет ту же роль, что и фонон — к колебаниям кристаллической решётки. Энергетич. спектр М. имеет вид if = Йт(к), где ш(к) — закон дисперсии или зависимость частоты спиновых волн от их квазиволнового вектора к, квазиимпульс М. р = Йк. Время жизни М. определяется затуханием спиновых волн, и только в случае слабого затухания можно говорить о М. как о хорошо выра женньгх квазичастицах. М. являются бозонами. В тепловом равновесии химический потенциал М. равен о, что и определяет зависимость числа М. в системе от темп-ры. Когда число М. в системе мало, наир, при низких темп-рах, диссипативные я ки-нетич. процессы в магн. подсистеме (напр., магн. релаксация, спиновая диффузия) удобно формулировать в рамках теории рассеяния для столкновений М. друг с друго-М II др. квазичастицами твёрдого тела. При этом магн. динамику системы можно определить на основе кинетич. ур-ния Больцмана для ф-цни распределения М. В ферромагнетиках М. иногда паз. ф е р р о мar-н о н а м и. [c.23]

Наиб, подходящей моделью для микроскопич. описания фазового перехода в состояние с С. п. в. является модель экеитонного диэлектрика. В системах с С. и. в. появляются щель Д в электронном энергетич. спектре II особенности плотности состояний на краях этой щели. С этим связаны особенности оптич., кинетич., магн., упругих и др. свойств С. и. в. От краёв щели отщепляются спин-поляриаов. состояния, отсутствующие в парамагн. фазе и приводящие к резонансным аномалиям кинетич. свойств. Необычно и поведение дефектое в окрестности дефекта происходит дополнит, перераспределение спиновой плотности, т. е, формиру-ОЭО ется ближний антиферромагн. порядок, сохраняющий- [c.636]

СПИНОВЫЙ ГАМИЛЬТОНИАН — оператор анергии спиновой подсистемы атомов, ионов, молекул и твёрдых тел, выражающийся через операторы спина электронов и нуклонов, составляющих эти физ. объекты (см. Гамильтониан). Полный С. г. можно разбить на два слагаемых — квазиклассический и обменный С. г. (не имеющий классич. аналога). С. г. широко применяется в физике магн. явлений для описания разл. свойств магнетиков, в т. ч. типов магнитных атомных структур, магн. ветвей спектра элементарных возбуждений, термодинамач. величин в упорядоченных магн. системах (включая описание магнитных фазовых переходов), разл, видов магнитного резонанса и т. И. (см. также Парамагнетизм). [c.641]

Шум 1 jf свя зывают с наличием в реальных твёрдых телах той или иной неупорядоченности и связанного с ней чрезвычайно широкого спектра (иерархии) времён релаксации т. Такой широкий спектр т и требуемая для получения закона S (/) с/О 1 // ф-цня распределения т возникают, если т экспоненциально зависит от параметра (энергии активации в случае активац. переходов между состояниями системы, туннельного показателя в случае туннельных переходов), ф-ция распределения к-рого более или менее постоянна в широких пределах изменения этого параметра. То, что шум 1 if обусловлен суперпозицией процессов с разл. временами релаксации, продемонстрировано на опыте в субмикронных МДП-транзисторах (см. Полевой транзистор), в к-рых имеется одна активная ловушка для носителей тока (или две ловушки), спектральная плотность флуктуаций сопротивления канала имеет лоренцевский профиль с одним т (или соответственно два таких профиля с двумя различными т), но при увеличении размеров транзистора и числа ловушек спектральная Ллотность приближается к I //. Магн. шум (флуктуации намагниченности) со спектральной плотностью I //, наблюдаемый в спиновых стёклах и аморфных ферромагнетиках (см. Аморфные магнетики), соответствует наличию в них (и известной из др. опытов) обширной иерархии высот барьеров (энергий активации), разделяющих метастабильные состояния, между к-рыми каждая такая система соверииет переходы в процессе релаксации и теплового движения. В тех случаях, когда механизм шума 1 // понятен (как в спиновых стёклах и неупорядоченных средах с двухуровневыми туннельными системами), мин. его частота (обратное наибольшее х) столь мала (напр., меньше обратного времени существования Вселенной), что попытки её измерения не имеют смысла. Механизмы шума 1 // в объёме полупроводников пока достоверно не установлены, хотя в литературе предложен ряд теорий. [c.325]

Так как в выражение (11.180) входят массы частиц, члены, зависящие от орбитальных и спиновых моментов электронов, примерно в 10 раз больше членов, зависящих от орбитальных и спиновых моментов ядер. До сих пор наблюдались только магнитные дипольные переходы с переориентацией орбитальных и спиновых магнитных моментов электронов (если не учитывать ЯМР) (см., например, [45, 52, 2, 1, 13]). Магнитные дипольные колебательно-вращательные переходы могли бы дать очень полезную информацию о молекуле, дополняющую информацию, получаемую из электрического дипольного спектра молекулы, однако такие переходы еще не наблюдались. Отнесем оператор D% к молекулярной системе координат [как для в (11.152)] поскольку Da преобразуется так же, как Ra (или Ja), правила отбора по виброиным типам симметрии [(11.163), (11.165), (11.167), (11.169) и (11.174)] можно применить и к магнитным дипольпым переходам, если в них заменить тип симметрии Та типом симметрии Ra. Правила отбора для вращательных переходов определяются из матричных элементов направляющих косинусов и совпадают с (11.171) —(11.173). [c.355]

В общем случае уклонения от идеальности являются следствием изменений энергетического спектра валентных д, - -я) электронов, спектра тепловых колебаний атомов и спинового состояния системы при образовании сплава из чистых компонентов, а также возникающих при этом упругих напряжений из-за размерного неосоответствия атомов исходных металлов. К сожалению, сейчас еще невозможно провести количественный расчет каждого из этих вкладов и тем самым решить задачу теоретического определения термодинамических параметро в сплава, прежде всего А2 и АН. Попытки распространить на сплавы переходных металлов некоторые модели, развитые для молекулярных растворов [1], физически мало оправданы, поскольку в них не учитываются глубокие изменения электронного строения при сплавообразовании. Полученные при этом выражения имеют характер интерполяционных (или экстраполяционных) формул [2]. Если в сплавах непереходных металлов энергия межатомного взаимодействия компонентов в значительной мере определяется перераспределением коллективизированных электронов в соответствии с разностью электроотрицательности компонентов [3], то для переходных металлов решающую роль играет наличие незаполненных -электронных уровней и их достройка в процессе сплавообразования, сопровождающаяся изменением энергии Ферми и плотности электронных состояний вблизи уровня Ферми. Изменения электронной структуры в результате заполнения -уровня переходного металла за счет в- или р-электронов второго компонента (т. е. донорно-акцепторного взаимодействия) отражаются па термодинамических свойствах, определяя значительные теплоты сплавообразования и отрицательные уклонения термодинамической активности компонентов от закона Рауля. Классическим примером являются сплавы Р(3 с Ад, Си и Аи [4] (рис. 1), для которых экстремальные значения АН наблюдаются при полном заполнении 4й-электронного уровня вблизи 40 ат. % Р(1, вблизи этого состава наблюдается также максимальное относительное изменение энергии Ферми системы [5]. [c.151]

Очень сходный с этим результат легко получить для спиновой корреляционной функции <18 — 8<+н ), где К — расстояние между удаленными узлами в упорядоченной ферромагнитной цепочке [18]. Эта функция сама по себе не может служить мерой дальнего магнитного порядка сверх того в отличие от правой части (1.49) она не чувствительна к поворотам всей цепочки. Вместе с тем ее легко вычислить, воспользовавшись представлением спиновых волн (1.46) как для ферромагнитных, так и для антифер-ромагнитных систем она оказывается пропорциональной интегралу типа (2.11). При 3 рассматриваемое выражение возрастает с ростом Н. Иначе говоря, предположение о магнитном упорядочении не согласуется с величиной флуктуаций относительной ориентации спинов в удаленных друг от друга узлах. Таким образом, в одно-или двумерной системе в отсутствие факторов, изменяющих спектр магнонов (1.47),— конечного магнитного поля или магнитной анизотропии — спонтанный ферромагнитный или антиферромагнитный порядок возникнуть не может. [c.65]

Излагается статистическая механика одномерных квантовых систем на основе точных решений, получаемых с помощью анзатца Бете. Сам метод детально демонстрируется на примере гейзенберговской цепочки с обменным взаимодействием между ближайшими соседями и атомным спином <5 = 1/2. Для изотропной (ХХХ-модель) и анизотропной (ХХ2-модель) цепочек подробно выведены уравнения для состояния с произвольным числом тп спиновых отклонений при учете периодических граничных условий. Получаются две системы уравнений — одна для быстрот, параметризующих импульсы, другая — для самих импульсов. Показывается, что вещественные решения для быстрот определяют основное состояние системы, а комплексные решения определяют структуру возбужденных состояний. В частности, показано, что комплексные решения группируются в так называемые струны, которым соответствуют связанные состояния некоторого числа спиновых отклонений (бетевских спиновых комплексов). Описывается структура основного состояния антиферромагнитной цепочки и спектр ее возбуждений. Выводится система уравнений, описывающих термодинамику гейзенберговской цепочки. [c.184]

Первое решение этой проблемы для частного случая изотропной цепочки (/5с = /у = Л = /) было дано еш,е в 1931 г. Бете [81 на основе эвристического приема, получившего в дальнейшем название анзатц Бете. Для случая / > О, отвечаюш,его ферромагнитному основному состоянию. Бете нашел собственные значения гамильтониана и определил спектр элементарных возбуждений системы, каковыми оказались спиновые волны и т-частичные спиновые комплексы (связанные состояния т перевернутых спинов в ферромагнитной цепочке). Для антиферромагнитной цепочки (/<0) [c.185]

Систематика спектров атомов с двумя и более внеш. эл-нами основана на приближённой хар-ке отд. эл-нов при помощи квант, чисел п и г с учётом вз-ствия этих эл-нов друг с другом. При этом приходится учитывать как их электростатич. вз-ствие, так и вз-ствия их спиновых и орбитальных магн. могментов (см. Спин-орби-тальные взаимодействия), что приводит к тонкому расщеплению уровней энергии (см. Тонкая структура). В результате этого вз-ствия у большинства атомов спектр, линии группируются в мультиплеты, причём расстояния между линиями в мульти-плетах увеличиваются с увеличением ат. номера элемента. У всех щелочных металлов линии двойные (дублеты), у щёлочноземельных элементов наблюдаются одиночные линии (синглеты) и тройные (триплеты). Спектры атомов следующих групп в периодич. системе элементов образуют ещё более сложные мультиплеты, [c.41]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...