Взаимодействующие спины в сильных полях

ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИЕ СПИНЫ В СИЛЬНЫХ ПОЛЯХ [c.137]

Полный гамильтониан системы одинаковых взаимодействующих спинов в сильном внешнем поле может быть записан в вщ е [c.107]

Взаимодействие двух одинаковых диполей в сильном поле Но может быть описано с классической точки зрения следующим образом. Первый диполь 1Л1 прецессирует с ларморовской частотой вокруг поля Но и, следовательно, обладает постоянной составляющей вдоль этого поля и составляющей, которая вращается в плоскости, перпендикулярной полю. Постоянная составляющая 1Л1 создает в месте расположения диполя Лг слабое постоянное поле, ориентация которого относительно Но зависит от взаимного расположения спинов. Если поле Но сильное, то на него заметно влияет только параллельная или антипараллельная ему составляющая слабого поля. Так как каждый спин в решетке имеет несколько соседей с различными относительными положениями и ориентациями, постоянная оставляющая локального поля имеет разные значения в различных местах, что приводит к разбросу ларморовских частот и уширению линии. [c.103]

В качестве другого примера системы спинов, в которой спин-спиновые взаимодействия не могут выравнять температуру, приведем Ь1Р, в котором спины и имеют разные ларморовские частоты. Обычно их рассматривают как две различные системы систему спинов и систему спинов (или три системы, если небольшой примесью нельзя пренебречь). Для каждой из этих систем энергетические уровни в сильном поле эквидистантны, и можно ввести спиновую температуру, которая, однако, не обязательно будет одинаковой для обеих систем, поскольку энергия не передается от одной системы к другой. Таким образом, повышение температуры системы спинов фтора насыщением резонанса Р или даже получение отрицательной температуры с помощью быстрого прохождения не влияет на температуру системы спинов лития. [c.141]

Совсем другая картина наблюдается в водных растворах солей и в меньшей степени Gd " , где отношение Г2/Т1 для протонов меньше единицы, кроме случая очень слабых полей, и сильно зависит от поля. (Это отношение равно примерно /7 в сильных полях.) Для объяснения этого эффекта предполагается [12], что, кроме диполь-дипольного взаимодействия между электронным и ядерным спином, суш ествует еш е скалярное взаимодействие ъА1-8, [c.307]

ИЗ измерений в сильном поле. Как уже было показано в 2, вследствие роли, которую играет спин-спиновое взаимодействие в отсутствие поля, нет причин считать эти значения совпадающими. Интересно также отме- [c.360]

Сильным магнитным полем считается такое поле, энергия взаимодействия с которым магнитного момента атома больше энергии спин-орбитального взаимодействия. В результате спин-орбитальная связь разрывается. Явление разрыва спин-орбитальной связи в сильном магнитном поле называется эффектом Пашена Бака. Линии излучения расщепляются на три линии с величиной расщепления, равной нормальному зеемановскому расщеплению, т. е. в результате эффекта Пашена Бака сложный эффект Зеемана превращается в простой. [c.253]

Если магнитные атомы находятся в таком тесном контакте друг с другом, что соседние атомы могут обмениваться магнитными электронами, можно наблюдать кооперативное взаимодействие, при котором спины всех магнитных электронов в решетке принимают одинаковое направление и магнитные моменты электронов оказываются очень сильно связанными. Эта самопроизвольная намагниченность характерна для ферромагнитных материалов. Спины соседних магнитных атомов выстраиваются под действием обменных сил, которые эквивалентны магнитным полям порядка 1—10 млн. эрстед. Однако это взаимодействие спинов не является по природе магнитным, а есть следствие квантовомеханического взаимодействия между электронами соседних атомов. [c.280]

Подобным же образом, если поместить молекулу в сильное магнитное поле, произойдет смещение и расщепление энергетических состояний (но другое по величине и числу компонент). Это явление называется эффектом Зеемана. Его природа состоит в том, что при вращении электронов в молекуле создается так называемый орбитальный магнитный момент электронов. Кроме того, спины электронов и ядер имею.т собственные магнитные моменты. В результате взаимодействия всех этих. магнитных моментов молекулы как с магнитным нолем, так и между собой снимаются вырождения состояний и уровни энергии смещаются и расщепляются. [c.35]

Расчет матриц спин-орбитального взаимодействия (а также поля более низкой симметрии) в схеме сильного поля для всех конфигураций 3d" п = 1, 2,..., 9) был выполнен в работе [12] с использованием метода неприводимых тензорных операторов. Для того чтобы использовать этот метод, оператор (3.6) следует представить в форме [c.18]

ДО величины, много большей локального ноля, является очевидной независимо от какой-либо термодинамической трактовки нока Н > Hi, из-за сохранения энергии единственными переходами, вызванными спин-спино-выми взаимодействиями, являются противоположные переворачивания соседних спинов, которые не изменяют обш,его магнитного момента М . С другой стороны, когда приложенное поле становится ниже локального поля, можно утверждать, что два соседних спина могут испытывать все переходы, для которых матричные элементы оператора их спин-спиновых взаимодействий отличны от нулй (переворачивание одиночного спина и переворачивание обоих спинов в одном направлении не запреш,ены теперь условием сохранения энергии) и можно ожидать полной дезориентации всех спинов сигнал ядерного резонанса при возвраш ении образца в сильное поле должен отсутствовать. Прохождение через нулевое поле было бы необратимым. [c.144]

В проведенном выше рассмотрении магнитных свойств электронов проводимости мы обсуждали только парамагнетизм, обусловленный взаимодействием собственного спина электронов с внешним магнитным полем Н. Помимо этого, существует диамагнетизм, возникающий за счет взаимосвязи поля с орбитальным движением электронов. Мы уже касались этого вопроса в гл. 14, где пришли к выводу, что при очень низких температурах в сильных полях и чрезвычайно чистых образцах (сОс = еНх1тс 1) обнаруживается сложный осцил-ляторный характер зависимости М от Я. В обычных образцах условие сОсТ 1 не выполняется и осцилляторная структура не наблюдается. Однако среднее значение М (Я) не обращается в нуль и имеется результирующая намагниченность, антипараллельная Я. Это явление, называемое диамагнетизмом Ландау, обусловлено орбитальным движением электронов в магнитном поле. Можно показать, что для свободных электронов ) [c.280]

Частицы, не участвующие в сильных взаимодействиях, образуют два небольших семейства. Одно из них представляют лептоны — электрон, мюон, т-лептон, а также электронное, мюонное и т-нейтрино. Другое семейство до последнего времени представлял фотон — безмассовая частица со спином, равным единице, являющаяся переносчиком электромагнитного пзаимодекст-сия, квантом электромагнитного поля. В 1983 г. были открыты массивные заряженные (W ) и нейтральный (Z ) бозоны — частицы со спином, равным единице, являющиеся переносчиками слабого взаимодействия. Фотон, и -бозоны относят к семейству векторных [c.970]

Когда атом помещен в магнитное поле, его полная энергия слагается из двух частей из внутренней энергии атома и из энергии взаимодействия магнитного момента атома с магнитным полем. Энергия взаимодействия определяется индукцией магнитного поля и ориентировкой и модулем магнитного момента. Если магнитное поле не очень велико, то спин-орби-тальное взаимодействие в атоме сильнее, чем взаимодействие орбитального магнитного момента и спинового магнитного момента в отдельности с внешним магнитным полем. При этом условии связь между спиновым и орбитальным моментами не разрывается, т. е. и в маг- [c.249]

Сильное поле. Сложный эффект Зеемана наблюдается в слабом магнитном поле, когда энергия взаимодействия магнитного момента атома с магнитным полем меньше энергии спин-орбитального взаимодействия. Если индукция магнитного поля достаточно велика, то энергия взаимодействия магнитного момента с магнитным полем становится больше энергии спин-орбитального взаимодействия, благодаря чему связь между орби-гальным и спиновым моментами разрывается. Спиновый магнитный момент и орбитальный магнитный момент атома начинают самостоятельно взаимодействовать с магнитным полем, т. е. каждый из них самостоятельно прецессирует вокруг направления индукции магнитного поля (рис. 84). Явление разрыва спин-орби-тальной связи в сильном магнитном поле называется эффектом Пашена-Бака. [c.252]

Хотя в сильном магнитном поле спин-орбитальная связь разорвана, определенное спин-орбитальное взаимодействие все же существует. Однако энергия этого взаимодействия меньше энергии взаимодействия орбитального и спинового магнитного моментов с магнитным полем. Если учесть это остаточное спин-орбитальное взаимодействие, то оно дает дополнительное мульгиплетное расщепление, приводящее к возникновению тонкой структуры линий в эффекте Пашена-Бака, которая здесь не рассматривается ввиду ее малости. [c.254]

На более глубоком уровне выяснилось, что элементарные частицы, участвующие в сильных взаимодействиях, состоят из более фундам. частиц — кварков. Материя представилась в совр. физике лептонами и кварками (частицами с полуцелым спином) и квантами полей (фотонами, векторными бозонами, глюонами и гипотетич. гравитонами), обладающими целым спином и осуществляющими четыре типа фундам. взаимодействий. В квантовой теории поля уже на ранних стадиях ее развития выяснилась связь между свойствами частиц (значениями спинов) и квантовыми законами их движения. Построение калибровочных теорий электрослабых и сильных взаимодействий впервые в явной форме обнаружило связи между уравнениями движения фундам. частиц и их взаимодействиями. [c.67]

В твёрдых растворах и сплавах, содержащих магн. атомы, возникает неупорядоченность в расположении их спинов. Энергия спын-спинового взаимодействия сильно зависит от расстояния и может менять знак при небольших вариациях межатомного расстояния. Системы, обладающие таким свойством, наз. спиновыми стёклами. Расположение спинов в осн, состоянии спиновых стёкол является неупорядоченным, но вполне определённым для заданного расположения атомов. Наиб, важное экспериментально наблюдаемое проявление спиновой неупорядоченности такого типа — долговрем. магн. релаксация, состоящая в том, что при низких темп-рах Т намагниченность системы определяется не только внеш. магн. полем ш Т, но и предысторией образца. [c.343]

Ключ к пониманию О. м. я., а также метода Харг-ри — Фока с эфф. силами дают теория ферми-шидкости Ландау и построенная на её принципах теория конечных ферми-системы (ТКФС) [3]. Основа этих теории — концепция квазичастиц, согласно к-рой в ферми-сис-теме с сильным взаимодействием между частицами существует ветвь одночастичных фермионных возбуждений — квазичастиц, движущихся в ср. поле, создаваемом др. частицами. Если энергия квазичастичного возбуждения невелика, то оно может жить достаточно долго вероятность испытать неупругое столкновение мала из-за действия принципа Паули, резко ограничивающего число допустимых конечных состояний. Свойства таких возбуждений похожи на свойства возбуждения газа невзаимодействующих фермионов, помещённых в потенциальную яму. Так, спин их равен 2, заряды по отношению к электрич. полю равны е для протонной квазичастицы и 0 — для нейтронной. Все эти утверждения следуют из точных законов сохранения. [c.380]

РЕЛЯТИВИСТСКИЕ ЭФФЕКТЫ — физ. явления, наблюдаемые при скоростях тел (частиц) v, сравнимых. со скоростью света с. К ним относятся релятивистское сокращение продольных (в направлении движения тела) длин, релятивистские замедление времени, увеличение массы тела с рцстом его энергии и т. п,, рассматриваемые в частной (специальной) относительности теории. Для квантовых систем частиц (атомов, атомных ядер и др.), в к-рых относит, движение частиц происходит со скоростями о < с, Р. э. дают поправки к уровням энергии, пропорц, степеням отношения ule (см., наир., Спин-орбитальное взаимодействие). Релятивистскими наз. также эффекты общей теории относительности (релятивистской теории тяготения), напр. эффект замедления течения времени в сильном грави-тац. поле (см. Тяготение). и. ю. Кобзарев. [c.338]

Итак, мы убедились, что процедура адиабатического размагничивания приводит к установлению порядка в зеемановской системе ядерных спинов. Как обеспечить перенос этого порядка в дипольную систему в условиях, когда зеемановская энергия квантована в квантах около ста мегагерц каждый, а спектр дипольной системы не превышает ста килогерц Разумеется, в сильном магнитном поле эти системы не взаимодействуют. Однако, мы можем включить это взаимодействие с помощью радиочастотного поля, частота которого со близка к зеемановской частоте при конкретном значении поля Щ. Речь идёт о процедуре адиабатического размагничивания во вращающейся системе координат, впервые экспериментально реализованной Ч. Сликтером и Д. Холтоном в 1961 году. Во время этой процедуры медленно изменяют зеемановскую частоту (путём адиабатического изменения Щ) от отдалённого по отношению к ио значения до резонансного значения. В области резонанса большая часть зеемановского порядка переходит в дипольную систему, а большая часть энтропии — в зеемановскую [c.170]

Такое сильное поле не может быть объяснено обычным магнитным взаимодействием электронных магнитных моментов (поле взаимодействия которых на три-че-тыре порядка ниже указанного). Природа молекулярного поля связана с обменными силами, имеющими электростатическое происхождение. Выражение для энергии обменного взаимодействия единицы объема ферромагнетика (если соседние спины составляют лишь малые углы друг с другом) записывается в виде уравнения (1-8) (учитываются только члены, зависящие от угла между спинами ф 5, и 5 — спиновые механические моменты атомов I и /, измеряемые в единицах /г/2я, к — постоянная Планка I — энергетический интеграл, называемый обменным и определенный таким образом, что когда />0, энергия при параллельной ориентации двух спинов меньше, чем энергия при их анти-параллельной ориентации) [c.15]

В последние годы довольно усиленно изучаются спектры ЭПР всевозможных пар. По спектрам этих пар легко выяснить, какие силы действуют между спинами соседних атомов. Для изучения обменных, магнитных, дипольных, электрических квадрупольных взаимодействий и, наконец, взаимодействий через поле фононов измерения спектров ЭПР пар открывают большие возмо/кпости. Пока изучались только обменные взаимодействия примерно 10 различных типов пар [240]. Пары иоиов хрома в корунде дают пример сильных обменных взаимодействий, измеряемых сотнями обратных сантиметров. Столь значительные обменные интегралы непосредственно не входят в параметры спинового гамильтониана и поэтому лишь косвенпо сказываются на спектрах ЭПР. НедавЕЮ изученные пары ионов никеля во фторосиликате цинка представляют собой пример слабых обменных взаимодействий [241]. В этом случае обменный интеграл непосредственно входит в спиновый гамильтониан и поэтому с большой точностью может быть определен из опыта. [c.80]

В случае свободных радикалов -фактор обычно не сильно отличается от соответствуюшей величины для свободного электрона ge = 2,0023. Отклонение от этого значения, имеющего чисто спиновое происхождение, указывает на вклад спин-орбитальных взаимодействий. В случае примесных ионов переходных элементов -фактор становится анизотропным и определяется симметрией кристаллического поля, внутри которого находится ион. Последнее является результатом дополнительного штарковского расщепления энергетических уровней неспаренных электронов во внутрикристаллических электрических полях — в спектре ЭПР появляется тонкая структура. Благодаря этому -фактор является тензором, характеризующим симметрию этих полей. Неоднородные электрические поля в первой координационной сфере, окружающей примесный парамагнитный атом, могут достигать 10 В см . В сильных кристаллических полях взаимодействие неспаренных электронов атомов (ионов) с полем больше спин-орбитального и обменного взаимодействий. Штарков-ское расщепление Д в этом случае в результате снятия орбитального вырождения может достигать 5 эВ. При этом нарушается правило Хундта и образуются низкоспиновые состояния атома (например, многие ионы с незаполненными 4с1 и оболочками). В средних полях (Д = 1 эВ) энергия взаимодействия атома с полем по-прежнему выше энергии спин-орбитальных взаимодействий, но ниже энергии обменных взаимодействий внутри атома. Этот случай типичен для атомов с недостроенной Ъё оболочкой. И, наконец, слабые поля типичны для редкоземельных элементов с недостроенной / оболочкой Д = 10 2 эВ. В таких полях сохраняется мультиплетная структура изолированного атома. Величина Д определяется не только напряженностью поля, но и его симметрией, зависящей в свою очередь от структуры и химической природы атомов первой координационной сферы. [c.143]

Смотреть страницы где упоминается термин Взаимодействующие спины в сильных полях : [c.149] [c.103] [c.141] [c.308] [c.507] [c.186] [c.308] [c.507] [c.483] [c.562] [c.78] [c.118] [c.513] [c.507] [c.646] [c.309] [c.566] [c.175] [c.161] [c.259] [c.446] [c.74] [c.551] [c.137] [c.190]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...