Цепочка атомов спина

Цепочка атомов спина 1/2 [c.13]

Гл. 1. Цепочка атомов спина 112 [c.14]

Наиболее простой способ исследования экстенсивных свойств бозе-газа с отталкиванием состоит в том, чтобы поместить эту систему на окружность длины , т. е. потребовать, чтобы волновая функция удовлетворяла условию периодичности по всем переменным. Ситуация полностью аналогична замкнутой цепочке атомов спина 1/2 из гл. 1. Так возникают условия периодичности [c.77]

Уровни энергии каждого атома есть не что иное, как два спиновых состояния одного валентного электрона спина 1/2. В отсутствие взаимодействия между атомами, т. е. при достаточно большом шаге решетки, все 2 уровней полностью вырождены по энергии. Бете ставит перед собой задачу определить собственные состояния энергии для цепочки атомов в рамках теории Слэтера, в первом порядке по взаимодействию электронов. В первом приближении кулоновские силы, а при известных условиях и магнитные силы, зависящие от спина, приводят [c.13]

Речь снова идет о периодической цепочке атомов, но теперь они могут нести переменное число валентных электронов спина 5 = 1/2 О, 1 или 2. Предполагается, что энергия взаимодействия отлична от нуля и равна [/о только когда 2 электрона находятся на одном атоме и как следствие — в синглетном состоянии. Кинетическая часть энергии описывает переходы электронов без изменения спина между ближайшими соседями. Таким образом, мы имеем одну электронную зону, заполнение которой, т. е. полное число электронов М, считается заданным О М 2М. [c.237]

С. в. допускают наглядную классич. интерпретацию рассмотрим цепочку атомов, расстояния между к-рыми а в магн. поле Н (рис.). Если волновой вектор Л =0 ( оо), то С. в. нет. Это означает, что все спины [c.714]

Прецессия спинов в линейной цепочке атомов ( моментальный снимок ) спин каждого атома изображён стрелкой. [c.714]

Вектор спина п-го атома цепочки есть = где [c.14]

Простейшим примером трехмерной неупорядоченной системы может служить решетка, в которой различные атомы (или спины) распределены хаотически (гл. 1). Подобно любым одномерным структурам, такая система топологически упорядочена. Таким образом, мы имеем дело точно с теми же типами динамических, магнитных и электронных возбуждений, которые рассматривались в 8.1 для более простого случая неупорядоченной линейной цепочки. Рассмотрим систему уравнений [c.376]

Классическое описание. С. в. допускают наглядную классич. интерпретацию рассмотрш цепочку атомов, расстояние между к-рыми а, в маги, поле Н. Если волновой вектор к = О, то все спины синфаано прецессируют вокруг Н с частотой Юд (однородная прецессия). При к 0 прецессия спинов неоднородна — разные спины повёрнуты на разные углы, разность углов поворота равна к (рис. 1). Частота [c.637]

Теперь остановимся на модифицированном варианте полупроводникового квантового ЯМР-компьютера Кейна, у которого индивидуальное обращение к кубитам управляется не электрическими, а лазерными импульсами [249]. Как справедливо отмечено в монографии [216], этот вариант позволяет избежать использования наноэлектронных измерительных устройств для трудновыполнимого измерения состояний отдельных кубитов (ядерных спинов). В качестве носителя информации предлагается использовать световод (на кремниевой подложке) на основе того же бесспинового кремния 51. В этот световод необходимо внедрить два сорта донорных атомов А В регулярно (с одинаковым шагом), но цепочки атомов Аи В сдвинуты друг относительно друга на [c.201]

Однако это состояние тоже не будет стационарным, так как во-первых, возможно поглощение фотона к и возбуждение атома, т. е. обратный переход в начальное состояние, и, во-вторых, возбуждение атома и рождение нового фотона к, т. е. виртуальный переход в состояние /,к, к ) с энергией Е -1--I- йшк + к + Eq. Поскольку эта энергия отличается от исходной на энергию двух квантов света, такое состояние реально недостижимо, если в начальный момент времени мы имели только возбужденный атом. Реальные переходы возможны лишь при равенстве энергий двух состояний. Однако такие виртуальные переходы дают вклад в амплитуду реальных переходов. Этот вклад пропорционален очень малому отношению Лю (к)/ (ftwk + Ьшк ) и им можно пренебречь. В таком приближении в операторе взаимодействия (1.40) пренебрегают членами, не сохраняющими общее число возбуждений в системе атом -I- фотоны. Это приближение, которое мы будем называть резонансным, используется весьма широко. По традиции, идущей от работ, рассматривавших спины в электромагнитном поле, его иногда еще называют приближением вращающейся волны . В резонансном приближении в бесконечной цепочке зацепляющихся уравнений (1.65) мы можем ограничиться учетом только двух состояний описываемых функцией 11) 0) с энергией Е + Ео и функцией 10) 1к) = 0)1к) с энергией fiwk + Eq. Эти состояния ради краткости будем обозначать как 1 и к. Тогда (1.65) принимает следующий вид [c.25]

Рассмотреть одномерную цепочку из N атомов, каждый из которых имеет спин S = V2- В этом случае обменный гамильтониан Гайзенберга имеет вид [c.55]

Рис. 50. Спиновые волны с волновым числом к в одномерной цепочке. Спины прецессируют со сдвигом фазы вокруг выделенного направления магнитного поля, а) Перспективный вид, б) вид сверху, в) соотношения между спинами трех соседних атомов. (По Морришу (98).)

Отсюда следует, что в нулевом поле (В = 0) удельная теплоемкость ведет себя как 27/3. Этот результат находится в полном согласии с численными расчетами для конечных цепочек из 10 и 12 атомов (Боннер, Фишер, 1964), а также в согласии с теоретической оценкой, основанной на аналогии между анизотропной цепочкой и газом фермионов спина 0. Информация об элементарных возбуждениях и пр мое применение теории Ландау дают здесь множитель 2/3 (Клуазо, 1966). [c.65]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...