Эффективное поле

Таким образом, введение эффективного поля позволяет свести многоэлектронное уравнение к системе одноэлектронных. При этом энергия системы [c.214]

Магнитное поле, действующее на диполь, не является постоянным, а непрерывно изменяется вследствие магнитного взаимодействия соседних диполей, которые меняют свою ориентацию и прецессируют вокруг направления поля. Даже в отсутствие внешнего поля поле, действующее на отдельный ион, не всегда равно нулю и может быть учтено введением некоторого эффективного поля Н . [c.384]

Яа — напряженность эффективного поля магнитной анизотропии [c.653]

Здесь — напряженность эффективного поля, необ- [c.726]

Энергии ионизации щелочных металлов убывают с ростом порядкового номера элемента (у Н, Li, Na, К они равны соответственно 13,6 5,4 5,1 4,3 эВ). Это объясняется тем, что внешний электрон находится в поле заряда ядра Z< , экранированного зарядом-(Z— )е замкнутых внутренних оболочек, т.е. в эффективном поле одного и того же заряда Ze — [c.303]

В пределах каждого периода периодической системы элементов Менделеева при переходе от щелочного металла к благородному газу, относящемуся к тому же периоду, происходит постепенное заполнение внешней оболочки до тех пор, пока она не станет замкнутой. Поэтому с внешней оболочки могут быть удалены 2, 3 электрона и т.д. Энергия ионизации при этом растет. Это объясняется тем, что внешние электроны находятся у этих атомов в эффективном поле 2е, Ъе и т.д. Например, электроны внешней оболочки у лития, бериллия, бора и углерода находятся соответственно в эффективном поле заряда е, 1е, Ъе, 4е. Если же в пределах периода переходить от инертного газа к nie-лочному металлу того же периода, то можно говорить об увеличении числа недостающих до замкнутой оболочки электронов. С увеличением числа недостающих электронов энергия сродства к электрону убывает, что объясняется аналогично росту энергии ионизации при переходе к более тяжелым элементам в пределах одного и того же периода. [c.303]

В работе [13] исследовали сегрегации при старении железохромистых сплавов (от 20,1 до 46,5 % Сг). После закалки с 1100°С в воде наблюдали обычные 6 линий магнитной СТС. Расстояние между ними соответствовало эффективному полю, меньшему, чем 2,63Х ХЮ А/м в чистом железе 2,31-10 АДг (20,1 % Сг) и 1,59-10 А/м (46,5 % Сг). После старения (500 С, 150 ч) поле во всех сплавах увеличилось примерно до 2,39-10 А/м, что соответствует появлению областей, обогащенных железом ( — 12 % Сг). Одновременно появилась слабая несмещенная линия, соответствовавшая парамагнитной фазе, обогащенной хромом. Интенсивность этой линии росла с увеличением содержания хрома. [c.168]

Изменение расстояния между линиями в снектре одного и того же изотопа в различных соединениях характеризует изменение эффективного поля. Так, величина поля на ядрах Fe в Ре-гО примерно в 1,5 раза больше, чем в металлическом железе (около 4,38.10 А/м). [c.140]

I. Атомный диамагнетизм. Вызывается орбитальным движением электронов и создает эффективное поле = Яо (1 — а), [c.182]

A o ) необходимо использование достаточно быстрого ФРК с Тдс 10" с при L 10 м. В случае объективной оценки точности такого гироскопа следует принимать, однако, во внимание, что величина частотного сдвига Асо оказывается зависящей от интенсивности света на ФРК(тзс ос /ё ), его чувствительности, пространственной частоты К. Она также может изменяться под действием внешнего электрического поля [9.78], а следовательно, и внутренних эффективных полей фотогальванической, пироэлектрической, пьезоэлектрической и другой природы. [c.238]

В передачах с числом рзиткон червяка два и более эффективное поле зацепления больше, чем в передаче, червяк которой имеет один виток, поэтому наружный диаметр и ширину колеса берут менг.шими (при тех же d-2, da2 и т). Наибольший диаметр колеса [c.232]

Вернемся теперь к вопросу о выборе эффективного поля i(r). Это поле необходимо выбирать так, чтобы наилучшим образом описать усредненное действие на каждый электрон всех остальных электронов. Чтобы определить О,(г,), надо знать волновые функции г1)г(г,), найти которые можно, только зная О,-(г,). Таким образом, расчет должен быть самосогласованным. Поэтому эффективное поле Vi(ri) часто называют самосогласованным. Для его нахождения используют вариационные методы. Однако решение получающейся при этом системы интегродифференциальных уравнений Харти—Фока чрезвычайно сложно. [c.214]

Молекулярное поле Всйсса — магнитное внучрсннес эффективное поле, вводимое в квантовой теории магнетизма для приближенного описания обменного взаимодействия мeжJ y атомными магнитными моментами. [c.283]

Метамагнетиками называют вещества, которые в отсутствие поля не имеют спонтанного момента, но приобретают его, начиная с некоторого критического поля. К ним относятся антиферромагнетики, у которых эффективное поле легкоосной анизотропии больше эффективного поля обменного взаимодействия 2На>Не, [c.651]

Но — напряженность эффективного поля, связанного с взаимодействием Дзялошинского (см. 28.5) [c.653]

Значения эффективных полей получены из экспериментов по АФМР в предположении анизотропного эффективного g-фактора подрешеток g = 2,U направлены соответственно вдоль осей [а], [6], [t]). [c.685]

Амплитуда и форма резонансной кривой поглощения определяются процессами релаксации. Наличие их приводит к тому, что компоненты тензора магнитной проницаемости становятся комплексными величинами. При отсутствии внешнего магнитного поля магнитная проницаемость скалярна. Ширина резонансной кривой ферромагнитного резонанса АН обычно определяется как разность полей, при которых мнимая часть диагональной компоненты тензора проницаемости ц" составляет половину своего значения м-"рез в точке резонанса. Зависимость ее вещественной ц и мнимой ц" частей от частоты называют магнитными спектрами. Для магнитных спектров ферритов характерно наличие двух областей дисперсии. Низкочастотная область дисперсии обусловлена смещением границ доменов, а более высокочастотная — естественг.ым ферромагнитным резонансом в эффективных полях анизотропии и размагничивающих полях. [c.708]

Д. р. представляет собой полезный метод и при исследовании магнитоупорядоченных веществ с большой плотностью энергии сверхтонкого взаимодействия. В таких веществах из-за большого радиуса косвенного взаимодействия между ядерными спинами ядерная намагниченность в процессе вааимодействия ведёт себя как классич. вектор. Поэтому в данных объектах на магннтоунорядоченпую электронную спиновую систему действует эффективное поле /1<т), где А — константа сверхтонкого взаимодействия и <т.> — ср. намагниченность ядерной системы. Эффективное поло сверхтонкого вэашюдьч1ствия наряду с другими [c.562]

Оптическое детектирование парамагнитного резонанса. В условиях накопления поляризации ядер на электронные спины кроме внеш. поля действует эффективное поле ядер Нд, что влияет на вид зависимостей р (Я) и позволяет оптически детектировать ЯМР в малых объёмах ( 10 см ) при поглощении света в приповерхностном слое с толщиной меньше 1 мки. Значит, поляризация ядер, к-рая может быть получена в условиях оптич. охлаждения их спин-системы, позволяет обнаружить ЯМР в слабых внеш. магн. полях. Уменьшение Нд в результате деполяризации ядер в условиях резонанса приводит к изменению поляризации люминесценции, что и делает возможным оптич. детектирование I3MP. При этом удаётся наблюдать резонансные переходы с одноврем. переворотом спинов как в одной, так и в разных подрешётках кристалла (рис. 5). [c.439]

Принимая гипотезу Вейсса, мы должны заменить в правой части уравнения (78.1) внешнее поле Я эффективным полем Яэфф [c.417]

Уравнения одинаковы по виду, если ввести понятие эффективного поля Яэфф= (Яо-Ио/у), где Яо — напряженность внешнего поля со — частота вращения системы координат вокруг общей для обеих рассматриваемых систем оси 2. При равенстве нулю напряженности эффективного поля магнитный момент во вращающейся системе координат неподвижен Эр/с = [c.171]

Пользуясь уже описанным ранее классическим приближением (см. раздел 1.1) при записи условия ферромагнитного резонанса (шрез = = уНо), следует иметь в виду большую (порядка 0,1 Т в ферромагнетиках) [29] спонтанную намагниченность, которая приводит к большому резонансному поглощению (в 10 больше, чем в парамагнетиках). Кроме того, магнитные взаимодействия между электронами, участвующими в спонтанном моменте, создают сильные внутренние поля магнитной анизотропии. Это означает, что эффективное поле, а следовательно, и частота резонанса будут зависеть от симметрии кристалла, формы образца, характера расположения во внешнем поле Но кристаллографических осей кристалла. Существование отдельных областей (доменов) с различными направлениями самопроизвольной намагниченности в объеме образца заставляет работать в условиях резонансного насыщения, когда внешнее поле разрушает доменную структуру и в первом приближении можно весь образец представить как однодоменную структуру с однородной намагниченностью. Строго говоря, только поверхности второго порядка (сфера, эллипсоид, бесконечный круговой цилиндр и т. п.) не вносят неоднородности в общую намагниченность образца. Внутреннее магнитное поле в ферромагнетике (кроме указанной кристаллографической магнитной анизотропии) зависит как от величины, так и от ориентации внешних и внутренних упругих напряжений. Пере- [c.182]

При Яо=0 прецессия магнитных моментов двух подрешеток /[, 2 происходит во внутренних эффективных полях магнитной анизотропии На, направленных вдоль естественной оси антиферромагнетизма (рис. 9.10), Частоты резонанса для подрешеток зависят как от величины эффективного поля обменных сил (молекулярного поля Вейса) так и от На, удерживающего вектора /г, Л вдоль оси г (й 2= у 2Н НДля обычных в антиферромагнетиках значений Ят 10 -н10 А/м и Яд А/м наблюдение ЭАФР воз- [c.183]

Магнитные взаимодействия между электронами, участвующими в спонтанном моменте, создают сильные внутренние поля магнитной анизотропии, что ведет к зависимости эффективного поля, а следовательно, частоты регюнанса от симметрии кристалла, формы образца и характера расположения во внешнем поле // кристаллографических осей кристал.яа. [c.189]

Электронный антиферромагнитный резонанс (ЭАФР) — электронный резонанс в антиферро.магнетиках......явление избирательного резонансного поглощения энергии электромагнитных волн, наблюдаемые при частотах, близких к собственным частотам прецессии магнитных моментов магнитных подрешеток антиферромагнетика [13.21 ]. Особенность ЭАФР является введение понятия магнитная под р е ш е т к а для описания магнитной структуры кристалла, обладающего атомным магнитным порядком. При Яо = О прецессия магнитных моментов двух подрешеток /i, /а происходит во внутренних эффективных полях магнитной анизотропии Яа, направленных вдоль естественной оси антиферромагнетизма (рис. 3.9). Частоты резонанса для подрешеток зависят как от величины эффективного поля обменных сил (молекулярного поля Вейса) Н , так и от // , удерживающего вектора / , /jj вдоль оси г Для обычных в аитиферро-190 [c.190]

Пример 3. Резонаторы ГЛОН. Как уже отмечалось, в ГЛОН могут быть использованы резонаторы двух типов открытые и волноводные. Расчет характеристик открытых резонаторов ГЛОН MIR- и // -излучение) не отличается принципиально ни по постановке задачи, ни по технике ее реализации на ЭВМ от задач открытых резонаторов в оптическом диапазоне. Поэтому при расчетах открытых резонаторов ГЛОН можно пользоваться методиками и программами, изложенными в гл. 2. Рассмотрим результаты расчетов и анализ волноводных резонаторов. Конструктивно волноводный резонатор заложен в любом газовом лазере с разрядной трубкой, которая может рассматриваться как диэлектрический полый волновод. Но в оптическом диапазоне влияние стенок трубки на формирование поля в резонаторе не учитывается, так как отношение (ИХ d — диаметр трубки, X —длина волны) в этом диапазоне очень велико и каустика эффективного поля резонатора при таких условиях меньше диаметра трубки. Однако в ИК-диапазоне с успехом используются волноводные СОг-лазеры, где отношение d/i много меньше, чем в обычных лазерах за счет уменьшения d (единицы мм) [37]. При расчете характеристик такого лазера учитывается влияние стенок на формирование поля в резонаторе. В лазерах с оптической накачкой при увеличении длины волны излучения вплоть до субмиллиметрового и миллиметрового диапазонов отношение d/X становится еще меньше, даже с учетом того, что диаметры их трубок для увеличения эффективности генерации делаются большими по сравнению с диаметрами трубок СО -лазеров. Поэтому роль стенок трубки в заполненных эффективным полем объеме резонатора увеличивается. Рассмотрим наиболее типичную схему волноводного резонатора ГЛОН (рис. 3.28). Зеркала этого резонатора, расположенные на торцах диэлектрического поля волновода (трубки), имеют отверстия di и dg соответственно для ввода излучения накачки в активную среду ГЛОН и вывода излучения генерации. Так как задача является осесимметричной, будем искать искомые поля в резонаторе как функцию от координаты U (г). В качестве базисных функций этой задачи выбираются радиальные ортонормированные собственные функции бесконечного полого диэлектрического волновода со следующими условиями. [c.163]

Таким образом, приведенные выше безразмерные отношения ряда сегнетоэлектрических параметров почти не зависят от формы межатомного потенциала. Это обстоятельство подтверждает применимость модели эффективного поля для разнообразных сегнетоэлектриков. Найденные отношения могут служить тестом новых материалов, для которых в настоящее время полные данные отсутствуют. Эти отношения могут также предсказать применимость тех или иных материалов в качестве пироэлектрических датчиков [59] и раскрыть более глубокие связи между свойствами сегнетоэлектриков. Из этих отношений следует, что материалы, у которых параметр /1/% был бы значительно выше, чем у известных в настояп ее время сегнетоэлектриков, вероятно, найти не удастся, так как объем V, приходяш ийся на один элементарный диполь, не может быть суш ественно уменьшен (см. табл. 8 7). [c.379]

Эффективные поля анизотропии формы, магнитокристаллической анизотропии и анизотропии, связанной с многодоменной структурой частиц, зависят от ориентации частиц относительно внешнего поля Но. Поэтому ансамбль хаотически ориентированных частиц характеризуется разбросом резонансных условий, приводящим к расширению и сдвигу наблюдаемой линии ФМР. [c.325]

Идея подавления влияния магнитокристаллической анизотропии за счет ее усреднения при быстром броуновском движении вектора Ig суперпарамагнитной частицы недавно использовалась для объяснения роста ширины линии ФМР с понижением температуры у частиц Ni, внедренных в поры силикагеля [1096]. Путем варьирования нескольких подгоночных параметров было достигнуто хорошее согласие расчета с экспериментальными кривыми зависимости от температуры ширины АЯ (рис. 144) и сдвига линии ФМР в области Т == = 50 ч- 300 К. При этом эффективное поле На магнитокристаллической анизотропии частиц оказалось значительно меньше такового На) в массивном кристалле. Например, при Т = 293 К На <С 20 Э, хотя На = 260 Э, а при Г = 51 К Яд = 1200 Э, тогда как На = = 3950 Э. Ориентировочный размер частиц Ni, определенный с по-мош ью данных для На, был равен 4 нм. [c.327]

РИС. 147. Зависимость резонансного магнитного поля Я (v = 9,35 ГГц) и эффективного поля анизотропии для трех образцов никелевого катализатора в порах SiOa . кривые 1—3) от те.мпературы и распределение частиц Ni по раз-мерал в образцах (б) [c.329]

В недавней работе [1097] при исследовании температурной зависимости положения линии ФМР у образцов нанесенного катализатора Ni/SiOj особое внимание обращалось на распределение частиц по раз.мерам п на расстояние между ними. Эффективное поле анизотропии Hi определялось из смещения резонансной линии по формуле [c.330]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...