Обменный магнитный момент

Обменный магнитный момент [c.318]

Такой член будет всегда появляться в обменном магнитном моменте, независимо от детального вида потенциала обмена. [c.319]

Полный магнитный оператор получается добавлением обменного магнитного момента (описанного в разделе 8.5.1) [c.321]

Между системой ядерных спинов и веществом, содержащим ядерные магнитные моменты (называемым независимо от агрегатного состояния решеткой), существует взаимодействие. Оно относится прежде всего к обмену энергией. [c.533]

Правило отбора по спину (А8 = 0), казалось бы, должно быть универсальным, так как не учитывает симметричность рассматриваемой молекулы. Однако запрещенные по спину переходы часто наблюдаются на практике. Это правило отбора также основано на предположении о независимости волновых функций, а точнее, независимости спиновой и пространственной составляющих электронной волновой функции. Воздействие на электрон магнитного поля, возникающего при смешении относительно него (электрона) положительно заряженных ядер, приводит к смешиванию спиновой и орбитальной компонент, т. е. к спин-орбитальному взаимодействию. Таким образом, представление о чисто спиновых состояниях необходимо модифицировать, вводя обмен спинового момента с орбитальным. Например, состояние, формально описываемое как синг-летное, может в действительности иметь некоторые признаки триплетного, тогда как формальный триплет обладает некоторыми характеристиками синглета. Тогда переходы между синглетами и триплетами можно рассматривать как переходы между чисто синглетными и триплетными компонентами смешанных состояний. Поскольку спин-орбитальное взаимодействие связано с движением ядер, его величина резко возрастает с увеличением заряда ядра ( 2" ). Таким образом, в случае тяжелых ядер запрещенные по спину переходы проявляются сильнее. Хорошим примером является резонансное излучение ртути. (Термин резонансное излучение относится к испусканию при переходе с первого возбужденного состояния в основное резонансное поглощение и повторное излучение также могут наблюдаться в этом случае.) Основное состояние ртути — это 5о, а первый возбужденный синглет — Рь Переходы [c.41]

Магнитные моменты ядер намного меньше магнитных моментов электронов, но в спектре ЭПР может стать заметным уширение, связанное с локальными полями магнитных ядер молекул и ионов, окружающих парамагнитную частицу. Если парамагнитные частицы находятся близко, то орбитали, занятые неспаренными электронами, могут стать общими для них, т. е. частицы будут обмениваться электронами. В тех случаях, когда частота обмена высока, разброс локальных полей перестает проявляться. Электрон оказывается в усредненном поле, ширина линии уменьшается. Обменное взаимодействие происходит и между частицами, различными по химической при- [c.718]

Наличие текстуры позволяет объяснить характер доменной структуры, наблюдающейся в наноструктурном Со. Полосчатая доменная структура в этом состоянии отличается от упомянутой доменной структуры в крупнокристаллическом состоянии в основном тем, что стенки доменов не образуют строго прямых линий. Средняя щирина доменов практически одинакова в обоих случаях. Существование преимущественных ориентировок (кристаллографической текстуры) и высокий уровень обменной энергии приводят к тому, что магнитные моменты соседних микрокристаллитов благодаря не столь высокой разориентации их осей легкого намагничивания располагаются параллельно под влиянием сил обменного взаимодействия. В то же время местные отклонения осей легкого намагничивания от направления усредненного магнитного момента приводят к локальным изменениям в ширине доменов и направлении стенок доменов. Следует отметить, что разориентации микрокристаллитов в плоскости, перпендикулярной преимущественному направлению осей легкого намагничивания (т. е. в плоскости образца), не играют существенной роли в формировании доменной структуры. В этой связи в целом характер доменной структуры наноструктурного образца близок к тому, что наблюдался в случае крупнокристаллического образца. Это, с другой стороны, позволяет предполагать, что механизм формирования доменной структуры одинаков в обоих случаях и определяется фундаментальными магнитными законами (постоянными). [c.228]

Оказалось, что времена ядерной магнитной релаксации 71 и Гг растворителя (изотопы Н и Ю) резко укорачиваются под влиянием парамагнитных катионов за счет прямого диполь-ди-польного и контактного сверхтонкого взаимодействия между электронным и ядерным магнитными моментами. Ввиду большого значения магнитных моментов неспаренных электронов этот механизм эффективен уже при малых концентрациях парамагнитных катионов 10 —10 моль/л [833]. Парамагнитные примеси, создавая сильные магнитные поля на ядрах молекул растворителя, координированных парамагнитным катионом, ускоряют отвод энергии от системы резонирующих ядерных спинов к ее окружению (решетке). Благодаря быстрому обмену молекул воды в координационной сфере аква-комплекса влияние парамагнетика распространяется на весь объем растворителя, и за время релаксации все ядра растворителя успевают побывать в непосредственной близости от катиона. При прочих равных условиях скорость релаксации 01=(1/Г1) или 02=(1/Гг) линейно зависит от концентрации катиона Таким образом, ядерная магнитная релаксация оказывается чувствительным инструментом обнаружения и количественной оценки содержания парамагнитных ионов в растворе. [c.436]

Количественное соотношение и обменное взаимодействие ферромагнитных фаз во включениях определяют индивидуальные особенности магнитных свойств каждого монокристалла алмаза в целом. Поэтому около 20 % кристаллов из общего числа исследованных не подчиняются вышеописанным закономерностям. В частности, одни кристаллы (около 3—5%) сохраняют магнитный момент после ступенчатого отжига до 1220 К, а в других ( 15—17%) не выявляется характерный максимум намагниченности после термообработки при 890 К. [c.444]

Знак обменного интеграла определяет характер ориентации спиновых магнитных моментов. При положительном знаке интеграла Л ориентация спинов оказывается параллельной, материал приобретает ферромагнитные свойства. [c.241]

Обменное взаимодействие близко к нулю для атомов, находящихся на относительно больших расстояниях друг от друга, и увеличивается с уменьшением этого расстояния. Однако при сокращении этого расстояния до значения менее некоторого критического электростатические силы опять становятся близкими к нулю и ферромагнитные свойства теряются. Критические атомные расстояния зависят от расстояний между атомами и диаметра орбит, на которых нет компенсации спиновых магнитных моментов электронов. В ферромагнитных материалах межатомное расстояние должно быть в 1,5 раза больше диаметра нескомпенсированной орбиты. Например, это условие не выполняется относительно атомов марганца, поэтому марганец является немагнитным элементом. Незначительным смещением атомов марганца в их кристаллической решетке добиваются получения марганца с ферромагнитными свойствами, например в материалах для постоянных магнитов (сплаве серебра с марганцем и алюминием). [c.241]

Самопроизвольная, без внешнего воздействия переориентация спина ядра В магнитном поле - явление чрезвычайно маловероятное. Напротив, в условиях взаимодействия с переменным электромагнитным полем прецессирующим в горизонтальной плоскости с частотой происходит интенсивный обмен радиочастотными квантами между источником поля и системой ядер. При этом каждая переориентация вектора магнитного момента ядра сопровождается испусканием или поглощением кванта энергии Л V = А . Поскольку заселенность верхнего и нижнего уровней неодинакова, при равной вероятности перехода с одного уровня на другой число квантов, поглощаемых системой ядер, будет несколько большим, чем число квантов, испускаемых ею. Вследствие этого, плавно меняя частоту VI переменного поля [c.281]

Виртуальный переход N - А, вызванный внешним магнитным дипольным полем, показанный ма рис. 8.7, дает дополнительный обменный дипольный момент [c.320]

Заметные эффекты пионных обменных токов обнаружены также в магнитных моментах и магнитных формфакторах Не и Н. Это является еще одним ключевым примером наличия пионов в ядрах [10]. [c.326]

Отметим, что этот член включает также и вклад в обменный ток от Д-изобары. Вычитая из экспериментального значения /г, (Л = 3) и учитывая небольшую поправку на орбитальный магнитный момент 7б/ о = 0,01, получаем разницу Дму [c.387]

Момент Сакса. Обменный магнитный момент тех можно разделить на орбитальную часть, связанную с координатой Н= /2(Г + Г2) центра масс пары взаимодействуюпщх нуклонов, и внутреннюю часть [c.319]

Из-за большой длины волны фотона матричный элемент импульсного приближения (дейтрон( 81 + I Шимп пр( Зо)) связывает только 8-состояния. с другой стороны, обменный магнитный момент связывает состояние 8о пары пр также с (1-состоянием дейтрона. Обозначим приведенные матричные элементы двух типов переходов через (88) и (80). Их явный вид для пионного обменого тока получается из уравнения (8.80) [c.322]

Ядерная магнитная релаксация. Ядра, входящие в атомы и молекулы, обладают магнитными моментами и спинами. Вся совокупность спинов образует спиновую систему вещества. Спп-повая система — это статистическая система, температура которой может отличаться от температуры молекулярного окружения, называемого реп1еткой. При изучении ядерной магнитной релаксации принимается модель не зависящих друг от друга, процессов обмси энергией внутри спиновой системы и обмен энергией между сниновой систе.мой и решеткой. Снин-сниновое взаи- [c.98]

Между соседними магнитно-активными атомами в кристаллической решетке существует элеетрическое обменное взаимодействие, имеющее квантово-механическую природу. Силы обменного взаимодействия стремятся ориентировать магнитные моменты соседних атомов в одном направлении (параллельно или антипараллельно), но этому препятствует тепловое движение, которое дезориентирует магнитные моменты атома. Мерой сил обменного взаимодействия является обменный интеграл 2 (рисунок 1.3.3), величина и знак которого зависят от отношения межатомного расстояния а к радиусу г незаполненной оболочки. При а/г>Ъ обменный интеграл положителен и силы обменного взаимодействия стремятся выстроить магнитные моменты соседних атомов параллельно. [c.22]

Однако при а/г > 6,6 энергия обменного взаимодействия настолько мала, что практически Гфи сколь угодно низких температурах эта энергия меньше энергии тепловых колебаний атомов, поэтому магнитные моменты атомов располагаются с равной вероятностью по всем возможным направлениям (рисунок 1.3.4, а), и результирующий магнитный момент равен нулю. Такие вещества называются парамагнитными (х 10 ... 10 . Если па-рамагншное вещество внести в магнитное поле, то появляется преимущественная ориентирювка магнитных моментов атомов вдоль направления поля и вследствие этого некоторый результирующий положительный маг- [c.22]

В некоторых соединениях, у которых магнитные моменты соседних атомов неодинаковы по величине, отрицательное обменное взаимодействие также ориентирует магнитные моменты соседних атомов антипараллельно, но при этом полной компенсации не происходит (рисунок 1.3.4, г). Такие вещества назьгааются ферршшгнитными. По свойствам они весьма близки к ферромагнитным (х ) [c.24]

Итак, под действием сил обменного взаимодействия даже при отсутствии внепшего магнитного поля спиновые магнитные моменты атомов ферромагнитного вещеспъа выстраиваются в одном направлении. Направление самопроизвольной намагниченности определяется строением кристаллической решетки ферромагнитного материала или сплава. [c.24]

Укажем на две часто встречающиеся ошибки при популярном изложети МВС. Во-первых, на основе того, что ковалентная связь образуется электронами с антипараллельными спинами, часто неправильно считают, будто причиной химической связи является взаимное притяжение противоположно направленных магнитных моментов электронов. В действительности же магнитное взаимодействие крайне незначительно и не оно определяет химическую связь. Во-вторых, воздавая должное роли обменных интегралов в (IV.10) и (IV.11), иногда говорят об обменной природе сил химической связи. На самом же деле "обмен" характеризует не природу связи, а является лишь следствием метода расчета, называемого МВС. Поскольку электроны неразличимы, нельзя говорить об их обмене местами как о физическом явлении. [c.71]

Рентгенографические исследования нескольких образцов алмаза, отожженных в интервале температур 870—1070 К, показывают, что при отжиге активизируются процессы упорядочения сплавов во включениях с образованием твердого раствора N4 и Мп. Поскольку процесс упорядочения зависит как от температуры, так и от продолжительности отжига, можно заключить, что увеличение намагниченности после отжига при 990 К обусловлено начальной стадией процесса формирования упорядоченного соединения, и при этом средний магнитный момент на атом сплава возрастает по правилу простого смещения (см. пунктирную линию на рис. 161,6). По мере выравнивания распределения во включении усиливается влияние антиферромагнитной компоненты обменного взаимодействия между атомами Мп и магнитный момент сплава уменьшается (см. сплошную кривую линию на рис. 161,6). Выравниванию распределения марганца во включениях способствует сравнительно высокий коэффициент диффузии атомов Мп в N1—Мп сплавах. Для бипарных сплавов системы N1—Мп известно, что в интервале температур 1070—1270 К коэффициент диффузии Мп в 2—3 раза выше, чем N1, а коэффициент взаимо-диффузии экспоненциально возрастает с увеличением атомного содержания Мп в соединении до 35%. Следовательно, экспериментально установленные особенности изменения магнитных свойств синтетических алмазов, содержащих включения N1—Мп-соедине-ний, определяются диффузионными процессами в этих сплавах и зависят как от концентрации атомов Мп в сплаве, так и от степени неоднородности исходного состава по объему соединения. [c.446]

Самопроизвольная, без внешнего воздействия переориентация спина ядра магнитном поле - явление чрезвычайно маловероятное. Напротив, в условиях взаимодействия с переменным электромагнитным полем Ну, прецессирующим в горизонтальной плоскости с частотой Уд, происходит интенсивный обмен радиочастотными квантами между источш1ком поля Ну и системой ядер. При этом каждая переориентация вектора магнитного момента ядра сопровождается испусканием или поглощением кванта энергии Л V = АЕ. Поскольку заселенность верхнего и нижнего уровней неодинакова, при равной вероятности перехода с одного уровня на другой число квантов, поглощаемых системой ядер, будет несколько большим, чем число квантов, испускаемых ею. Вследствие этого, плавно меняя частоту VI переменного поля Ну вблизи Уд, в момент совпадения частот и Уд мы будем наблюдать поглощение энергии радиочастотного поля Ну системой ядер. Это и есть ядерный магнитный резонанс. [c.281]

Специфическое обменное взаимодействие непарных электронных спинов соседних атомов твердых веществ (как правто, кристаллических) способно установить преимущественно параллельную ориентацию всех атомных моментов вещества и превратить его в ферромагнетик — вещество, самопроизвольно намагниченное до насыщения. Основной магнитной характеристикой таких веществ является их намагниченность насыщения Л/, — магнитный момент единицы объема вещества. [c.657]

Как было указано выше, возможность образования связи между атомами водорода в синглетном спиновом состоянии (антипараллельные спины) и их отталкивание в триплетном спиновом состоянии обусловлены разным характером корреляции в движении электронов в этих состояниях. Хотя эта корреляция зависит от взаи1цной ориентации спинов электронов, она не обусловлена непосредственным взаимодействием магнитных моментов электронов. Энергия такого взаимодействия намного меньше обменной энергии. Для образования химической связи необходимо, чтобы координатная функция была симметричной относительно перестановки пространственных координат электронов. В этом случае повышается вероятность пребывания электронов между ядрами, что и приводит к устойчивой молекуле. О том, что непосредственное взаимодействие между спинами двух электронов практически не играет роли в образовании химической связи, свидетельствует возможность образования такой связи только одним электроном. Такой случай иаблюдается в ионе молекулы водорода Н , состоящем из двух ядер с зарядом 2 = 1 и одного электрона. В адиабатическом приближении, т. е. при фиксированном расстоянии / между ядрами, электрон движется в аксиальном поле, создаваемом обоими ядрами Л и 5. В этом приближении оператор Гамильтона [c.626]

Кроме того, из-за связи магнитного момента с орбитальным за счет спин-орбитального 5-взаимодействия, в нуклон-нуклонном потенциале мы ожидаем 5-слагаемое. Более того, в высших порядках возможен двухфотонный обмен между двумя нейтральными атомами, взаимно поляризующими друг друга. Это явление приводит к ван-дер-ваальсовскому потенциалу, ответственному за молекулярные связи, аналогичному потенциалу взаимодействия, возникающему от двухпионного обменамежду нуклонами. [c.54]

Магнитный момент однопионного обмена. Выведем полное выражение для тех, используя однопионный обмен с точечными статическими нуклонами. В этом случае обменный ток будет суммой кролл-рудермановского (парного) члена и пионного полюсного члена Jex " , показанных на рис. 8.7, а и б, так что [c.319]

Допустим теперь, что с точностью до нормировки короткодействующие двухчастичные корреляции для синглетных и триплетных по спину пар в системе с Л = 3 точно такие же, как в системе с Л = 2. Тогда можно ожидать, что физика, определяющая обменную поправку к изовекторному магнитному моменту системы с Л = 3, та же самая, что и физика, определяющая вклад обменного тока в захват тепловых нейтронов пр - 6.у, так что матричные элементы в этих случаях пропорциональны друг другу. Допустим, что порядок отношения указанных матричных элементов устанавливается модельно-независимыми частями и бл(пр- йу). Из уравнения (8.93) и табл. 8.4 при этом получаем [c.328]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология