Взаимодействующие спины в слабых полях

ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИЕ СПИНЫ В СЛАБЫХ ПОЛЯХ [c.143]

Однако в присутствии этого взаимодействия не сохраняется электронный спин. Следовательно, состояния не могут классифицироваться по полному спину электронной системы 5, и в основном состоянии сверхпроводника есть примесь состояний с 5 0. Ввиду этого возможна и поляризация в слабом поле. [c.450]

Уязвимость аргументов, которые приводят к такому ложному заключению, состоит в неверном описании спиновой системы в слабых полях. Когда взаимодействие между спинами становится сравнимым с их зеемановской энергией, понятие энергетических уровней индивидуальных спинов становится лишенным смысла и необходимо использовать подход Гиббса и рассматривать уровни и собственные состояния всего образца. Объяснение, предложенное в работе [4] для обратимости размагничивания до практически нулевого поля, состоит в нетривиальном теперь предположении о суш,ествовании для всех значений внешнего поля теплового равновесия внутри системы спинов со спиновой температурой Ts H). [c.144]

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]

Исследовался также твердый В2. Поскольку дейтерий имеет спин, равный единице, и подчиняется статистике Бозе, должны были бы существовать состояния 1 = 0, 1 = 0, 2, и 1 = 1, 1 = 1. Состояние 1 = 0, 1 = 2 приводит к появлению единственной резонансной линии, которая в действительности наблюдается. Тонкая структура, которая соответствовала бы состоянию / = 1, 1 = 1, не наблюдалась, что может быть объяснено слабостью сигнала. (Отметим, что основная часть тонкой структуры в В2 обусловливается скорее квадрупольным взаимодействием спинов с градиентом молекулярного электрического поля, как это следует из опытов с молекулярными пучками, чем слабыми дипольными взаимодействиями). [c.216]

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]

Разность в частотах значительно больше / даже в полях порядка нескольких эрстед, когда группы О и О состоят из различных сортов спинов, поэтому постоянные взаимодействия / могут измеряться в этих слабых полях. Уменьшение интенсивности сигнала может быть до некоторой степени скомпенсировано применением больших образцов, ибо в этом случае существует возможность создавать в пределах больших объемов очень однородные поля. [c.444]

На протяжении всей книги неоднократно подчеркивалось, что луч> ший, если не единственный, способ исследования ядерного магнетизма основан на применении радиочастотных полей, частоты которых лежат в окрестности ларморовской частоты спинов или, в более общем смысле, в окрестности резонансной частоты v = АЕ h, соответствующей переходу между двумя уровнями системы спинов. В гл III было показано, что феноменологические уравнения Блоха могут быть применены для описания переходных и установившихся процессов в системе спинов, находящейся во вращающемся поле произвольной амплитуды. Для жидких образцов такое описание является количественно точным. Однако для твердых тел оно в лучшем случае дает только качественно правильные результаты, а иногда может приводить к совершенно неправильным выводам. Никаких доказательств справедливости уравнений Блоха, полученных из основных положений, ранее не было приведено. На протяжении всей книги радиочастотные поля предполагались либо достаточно слабыми, чтобы вызываемое ими возмущение состояния системы спинов было пренебрежимо малым, либо, наоборот (как в импульсных методах), настолько сильными и действующими в течение такого малого промежутка времени, что в течение этих промежутков времени можно было пренебречь спин-спиновыми и спин-решеточными взаимодействиями и использовать приближение свободных спинов, рассмотренное в гл. II. [c.470]

Множитель, равный двум, в знаменателе (XII.111) того же происхождения, что и в отношении времен ядерной релаксации в сильных и слабых полях он имеет следующий простой смысл относительная (логарифмическая) скорость релаксации для величины, которая является билинейной по отношению к спинам, например < 5, в 2 раза больше, чем для величины линейной относительно спинов, например зеемановского взаимодействия. В случае более сложных механизмов релаксации можно предполагать, что выражение (XII.111) будет приближенно справедливым, если в качестве знаменателя использовать величину где а — число [c.511]

В этом случае выражение (5.68), разумеется, всегда сходится. Пользуясь аналогией между статистической суммой для данной модели и марковским процессом [29], можно представить матрицу переноса в виде ядра интегрального уравнения и найти наибольшие собственные значения, которые затем надлежит подставить в соотношение (5.59). Интересно, что в предельном случае у N О эти собственные значения становятся вырожденными, что соответствует фазовому переходу при температуре 2/М. На самом деле в этом предельном случае каждый спин очень слабо взаимодействует со всеми остальными, так что вся цепочка представляет собой единый однородный кластер . Иначе говоря, рассматриваемая модель преобразуется при этом в решетку с бесконечным координационным числом (т. е. бесконечной размерности), для которой результат приближения среднего поля (5.6) оказывается точным. [c.198]

Слабым магнитным полем считается такое поле, энергия взаимодействий с которым орбитального магнитного момента и спинового магнитного момента меньше, чем энергия спин-орбитального вэаимодействия. Благодаря этому с магнитным полем взаимодействует полный магнитный момент атома как целое, а спин-орбитальная связь не разрывается. В этом случае наблюдается сложный (или аномальный ) эффект Зеемана. Если полный спин атома равен нулю, то в слабом поле наблюдается простой (или нормальный ) эффект Зеемана. [c.251]

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]

Теория р-распада отдельного нуклона строится на основе математического аппарата квантовой теории поля, поскольку с помощью этого аппарата можно описывать процессы рождения и поглощения частиц. В квантовой теории поля, как и в нерелятивистской квантовой теории, конкретный вид взаимодействия полностью определяется заданием оператора Гамильтона. Этот оператор Гамильтона действует на векторы состояния, которые имеют довольно сложную математическую природу (являются функционалами). Соответствующий математический аппарат очень сложен. Поэтому мы ограничимся описанием результатов. Из условий релятивистской инвариантности для полного, определяющего Р-рас-падные явления оператора Гамильтона получается выражение, состоящее из довольно большого, но конечного числа слагаемых определенного вида с неизвестным численным коэффициентом при каждом слагаемом. Эти численные коэффициенты могут быть определены только из сравнения предсказаний теории с экспериментальными данными. Для этого следует использовать разрешенные переходы, в которых слабо сказывается влияние структуры ядра. Так, если требовать, чтобы разрешенные Р-спектры имели форму (6.62) с не зависящим от энергии коэффициентом В, то в р-распадном гамильтониане отбрасываются все слагаемые сравнительно сложного вида и остаются только восемь относительно простых слагаемых (их осталось бы всего четыре, если бы в слабых взаимодействиях сохранялась четность). Нахождение коэффициентов при этих восьми слагаемых оказалось громоздкой задачей, решенной лишь к концу пятидесятых годов на основе большого числа различных экспериментов. Укажем, какого рода эксперименты нужны для решений этой задачи. Отличия, как их называют, различных вариантов Р-распада проявляются прежде всего в том, что каждый вариант характеризуется своим отношением числа электронно-антинейтринных (или позитронно-нейтрин-ных) пар, вылетающих с параллельными и антипараллельными спинами. Поэтому существенную информацию о вариантах Р-распада дает изучение относительной роли фермиевских и гамов-теллеровских переходов. Информация о вариантах распада может быть получена также из исследования угловой корреляции между вылетом электрона и нейтрино, т. е. углового распределения нейтрино относительно импульса вылетающего электрона. За счет релятивистских поправок это угловое распределение оказывается неизотропным, причем коэффициент анизотропии мал, но различен для разных вариантов распада. Измерения корреляций очень трудны, так как приходится регистрировать по схеме совпадений (см. гл. IX, 6, п. 3) импульс электрона и очень малый импульс ядра отдачи. Наконец, для однозначного установления варианта Р-распада нужны эксперименты типа опыта By. После длительных исследований было установлено, что в реальном гамильтониане Р-распада остаются только два из всех теоретически возможных слагаемых (эти оставшиеся варианты называются векторным и аксиальным). Тем самым вся теория Р-распада определяется всего лишь двумя опытными константами — коэффициентами при этих двух слагаемых. При этом существенно, что эти две константы определяют не только Р-распадные процессы, но и все другие процессы слабых взаимодействий (см. гл. VH, 8). Сейчас построение теории р-распада нуклонов можно считать в основном завершенным. В гл. Vn, 8 мы увидим, что эта теория является частным случаем общей теории [c.252]

Обычно осн. состояние молекулы является синглет-ным, первое возбуждённое — триплетным, следующее — снова синглетным. Из синглетных и триплетных молекулярных возбуждений образуются соответственно синглетные и триплетные М. э. Ширина зон синглетных экситонов определяется электрич. мульти-польными взаимодействиями между, молекулами и обычно 0,01—0,1 эВ. Для триплетных М. э. она определяется обменным взаимодействием и обычно 10" — 10 эВ. Люминесценция в случае триплетных экситонов, как правило, связана с предварит, слиянием двух триплетных экситонов в один синглетный. В магн, поле и скорость этого процесса зависит от Н даже в области слабых полей [И 100 Гс 5]). Это явление связано С конкуренцией эеемановской энергии и энергии спиы-орбитального взаимодействия, последняя мала в молекулах, построенных из атомов лёгких элементов. Триплетные М. э. благодаря наличию электронного спина могут изучаться методами радиоспектроскопии. [c.205]

Наиболее полное описание свойств С, ф. в магнетиках дал Т. Мория (Т. Мог)уа). В рамках предложенной им теории С, ф. удалось развить единый подход к описанию свойств магнетиков с локализованными и делокализованными (коллективизированными) носителями нагн. моментов. Теория С. ф. основана на использовании преобразования Стратоновича — Хаббарда для Хаббарда модели, к-рое позволяет заменить систему взаимодействующих спинов на систему невзаимодействующих спинов, находящихся в фиктивных флуктуирующих магн. полях. С помощью такого подхода удаётся построить классификацию магн. веществ по характеру С. ф. в них, В веществах с локализованными ма1 н. моментами С. ф, являются преимущественно поперечными (т. е. локальный. магн. момент может изменяться по направлению при постоянной амплитуде). В слабых зонных магнетиках (см. Зонный магнетизм, Стонера модель), напротив, преобладают продольные С. ф. (т. е. изменяется амплитуда локального момента). [c.641]

В первом приближении микроскопическую структуру магнитных кристаллов можно представлять как систему атомов, расположенных в узлах кристаллической решетки, причем каждый атом обладает спином и связанным с ним магнитным моментом. Атомы взаимодействуют друг с другом посредством сил, зависянщх не только от расстояния между ними, но и от величины и взаимной ориентации спинов. В присутствии внешнего магнитного поля спины "ориентируются преимущественно параллельно направлению поля, но это упорядочение нарушается тепловым возбуждением. В результате типичная изотерма при достаточно высоких температурах ведет себя следующем образом (фиг. 9.1.2). В нулевом поле М = О, так как спины имеют случайную ориентацию. По мере увеличения магнитного поля спины частично ориентируются и появляется отличный от нуля средний макроскопический момент. Его величина растет с ростом SS, пока не будет достигнуто максимально возможное значение, соответствующее полной ориентации [<всех спинов вдоль направления магнитного поля (насыщение). Если продолжить кривую намагничивания в область отрицательных значений ей , то она, естественно, оказывается симметричной относительно начала координат. При низких температурах S-образная форма кривой выражена более резко, поскольку здесь спины легче ориентируются и насыщение достигается в более слабых полях. [c.324]

В результате взаимодействия магнитных моментов электрона и протопа атомы водорода во внешнем магнитном ноле Я распределены по 4 различным энергетич. состояниям W , соответствующим ука-запн1>1М на рис. 1 ориентациям спинов электрона и протогга относительно направлении этого поля, т. о. различным магнитным квантовым числам /)lj (электрон) и (протон). В слабых неоднородных магнитных 1К)ЛЯх сила, действугощая на атомы водорода, находящиеся в состояниях с различными квантовыми чис- [c.153]

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]

Пренебрегая спин-спиновым взаимодействием по сравнению с обменным, запишем гайзенберговский (спиновый) гамильтониан кристалла, находящегося в слабом внешнем однородном магнитном поле В= 0, О, В , в виде [c.105]

Переходы с изменением спина осуществляются за счет слабого спин-орбитального взаимодействия в среднем кристаллическом поле, создаваемом окружающими парамагнитный ион катионами. Энергия такого взаимодействия на несколько порядков меньше энергии кулоновского взаимодействия внутри иона, поэтому в спектре поглощения кристаллов узкие полосы, соответствующие одноэлектронным переходам с изменением спина, очень слабые. Основное поглощение света происходит за счет двухчастичных переходов, в которых наряду с электронным возбуждением участвуют спиновые возбуждения — л1агконы. Образованию таких двухчастичных возбуждений соответствуют широкие полосы поглощения. [c.539]

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]

Легко показать, что ттгерешптв взаимодействие ядермих спжнов с полем излучения в тепловом равновесии представляет собой один и механизмов тепловой релаксации ядер, хотя и чрезвычайно слабый. Для спина, взаимодействующего с таким полем, вероятность потери энергии при переходе из верхнего состояния а) в нижнее состояние Ь) путем испускания фотона больше вероятности обратного перехода в отношении [c.248]

Рассмотрим в качестве примера случай спина /, находящегося в магнитном поле, где уровни I = гп неэквидистантны вследствие слабого-квадрупольного взаимодействия, и, следовательно, могут быть отдельна [c.40]

Рассмотрим две группы (т и эквивалентных спинов 1 Гк с постоянной взаимодействия /, значительно меньшей, чем разность их ларморовских частот б = (у—у ) Но. Такое условие будет выполняться каждый раз, когда эти две группы состоят из разных сортов ядерных спинов (за возможным исключением чрезвычайно слабых полей порядка земного поля). Гамильтониан, в котором, согласно предыдуш ей теореме, юпуш,ены несуш ественные члены, имеет вид [c.443]

Рассмотрим подробно задачу о тепловом контакте между двумя модельными спиновыми системами / и 2, находящимися в магнитном поле. Как число спинов в каждой из них Л 1 и Ыг, так и значения спиновых избытков 2гп1 и 2тг могут быть различными. Реально обмен энергией может осуществляться через слабое магнитное взаимодействие спинов вблизи контакта между двумя системами. Допустим, что Л 1 и N2 остаются постоянными, тогда как значения спиновых избытков могут меняться. [c.40]

Смотреть страницы где упоминается термин Взаимодействующие спины в слабых полях : [c.143] [c.513] [c.393] [c.105] [c.507] [c.507] [c.510] [c.250] [c.249] [c.82] [c.524] [c.545] [c.440] [c.32] [c.481] [c.40] [c.103] [c.144] [c.144] [c.308] [c.443] [c.470] [c.109] [c.144] [c.308]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...