Сверхтонкое поле

В том случае, когда ядерные уровни мессбауэровских атомов, рассеивающих у-кванты кристалла, имеют сверхтонкую структуру, обусловленную магнитными или электрическими взаимодействиями ядра с окружающими его электронами, разрешенные мессбауэровские переходы имеют особенность, состоящую в существовании угловых зависимостей интенсивности компонент мессбауэровского спектра относительно направления сверхтонких полей на ядре. В результате, если в рассеивающем объекте имеются ядра с разными направлениями градиента электрического поля или внутреннего эффективного поля, то ядерная амплитуда рассеяния для таких ядер будет различна, что может привести к появлению [c.230]

Вернемся к магнитному эффекту. Допустим, что молекула, находящаяся в магнитном поле, быстро вращается. Это может происходить, например, в жидкой среде. Тогда р-электрон подвергается быстро меняющемуся воздействию сверхтонкого поля ядра. Воздействие, естественно, усредняется, и эффект его должен исчезнуть. Однако в жидкостях и по отношению к з-электрону, как показывает опыт, сверхтонкое расщепление линий ЭПР достигает больших значений. Дело в том, что я-электрон, волновая функция которого сферически симметрична, тесно взаимодействует с ядром, проникает в него . При малых расстояниях между электроном и ядром их взаимодействие заметно отличается от диполь-диполь-ного. В результате -электрон (и только он) дает большое значение изотропного взаимодействия с ядром ( контактное взаимодействие Ферми ). [c.82]

Другой важный фактор, определяющий вид -(-резонансного спектра, связан со значениями ядерных спинов возбужденного и основного состояний. Число линий в сверхтонкой структуре возрастает с увеличением ядерного спина. Так, даже при отсутствии сильных сверхтонких полей у ядер с большим значением спина про- [c.263]

Это уравнение справедливо только при условии, что приложенное внешнее поле много больше, чем сверхтонкое поле, имеющееся в точке ядра вследствие электронно-ядерного взаимодействия (разд. 7-6). [c.51]

I Нет I может быть велико. Если, например, константа СТВ с протоном равна ШО МГц (типичная величина), то Нст =11700 Гс Нет j—сверхтонкое поле на ядре, и его надо отличать от сверхтонкого поля на электроне. Последнее в этом случае равно всего 18 Гс, т. е. половине расстояния между линиями в спектре. Эта задача была впервые рассмотрена в работе [133]. См. также [134]. [c.155]

Дипольная часть сверхтонкого поля [c.514]

Сверхтонкое поле на электроне [уравнение (7-26)] [c.514]

В работе [73] величина среднего угла 0 определялась двумя независимыми способами по соотношению интенсивностей линий и по изменению сверхтонкого поля на ядре при приложении внешнего поля согласно формуле [c.34]

В слабых магнитных полях, сравнимых с локальным сверхтонким полем, обнаруживается принципиальное отличие СТВ-механизма от Ай -механизма интеркомбинационных переходов в РП СТВ начинает индуцировать переходы из синглетного состояния во все три триплетных состояния. Спиновые магнитные моменты неспаренных электронов РП прецессируют вокруг суммарного внешнего и сверхтонкого полей. В сильных полях направление суммарного поля практически совпадает с направлением внешнего поля и поэтому проекции спиновых моментов электронов и [c.34]

Сформулированная в предыдущем разделе программа расчетов вероятности рекомбинации радикалов наиболее полно реализована пока только применительно к сильным магнитным полям 10 Э, которые превосходят локальные сверхтонкие поля. В этом случае задача значительно упрощается вследствие того, что эффективно проявляется только один канал синглет-триплетных переходов — интеркомбинационный 5—Го-переход. [c.55]

В слабых магнитных полях, сравнимых с локальным сверхтонким полем, основным для синглет-триплетной эволюции РП в клетке является СТВ-механизм. Решение кинетических уравнений для матрицы плотности РП в клетке значительно усложняется по сравнению с рассмотренным выше случаем сильных магнитных полей. Это связано с тем, что в слабых полях приходится одновременно учитывать переходы между многими состояниями. Поэтому последовательные расчеты вероятности рекомбинации РП с использованием кинетических уравнений, приведенных в 3 гл. 2, до настоящего времени были проведены только для простейшей ситуации — РП с одним магнитным ядром со спином 1/2. Пренебрегая обменным взаимодействием между радикалами, для случая геминальной рекомбинации РП уравнения (1.61) — (1.626) были численно решены Сарваровым [52]. В базисе собственных [c.75]

Величины сверхтонких полей на ядрах РЗЭ были найдены для некоторых соединений [105—108] ), и оказалось, что они очень близки к величинам, характерным для свободных ионов. [c.46]

Разбиение полного сверхтонкого поля на ядрах - Ре на отдельные составляющие является очень трудной задачей правда, было показано, что направление поля антипараллельно направлению намагниченности [238, 253, 254], как это имеет место в [c.86]

Исследования сверхтонких полей на ядрах РЗЭ более ограничены, и обычно они связаны с наблюдения- [c.87]

Эта зависимость, по-видимому, лучше описывает экспериментальные данные, чем более простое соотношение, согласно которому поляризация Р(г) пропорциональна функции (gj—l)f при значении Г, предполагавшемся постоянным. Однако, как и в большинстве других случаев, экспериментальные данные согласуются с этой формулой не блестяще и, возможно, происхождение сверхтонкого поля гораздо сложнее, чем предполагается при таком простом приближении. [c.104]

Во-первых, приведенный выше анализ не является достаточно строгим, так как мы приняли, что магнитные моменты ядер точно квантованы вдоль направления приложенного поля. Такое допущение справедливо только в том случае, когда вектор напряженности внешнего поля совпадает с осью симметрии р-орбитали. Если поле составляет угол 0 с указанной осью, действительное поле, взаимодействующее с ядром, складывается из приложенного поля и создаваемого сверхтонкого поля. Вследствие этого магнитный момент ядра квантуется относительно нового направления. Можно показать, чт [c.28]

Примеры магнитных сверхтонких полей для в различных материалах [c.148]

Для вычисления сверхтонких полей в комплексных ионах и молекулах необходимо учитывать вклад от частичного заполнения 45-орбитали железа, обусловленный контактным взаимодействием этих электронов, распариваемых из-за смешивания с За(-оболочкой и поляризации ею. [c.149]

В работе [145] проведено обсуждение возможных интерпретаций этих сверхтонких полей для железа в стеклах в свете данных по электронному парамагнитному резонансу. [c.189]

Как было показано в п. 1 настоящей главы, ядерная амплитуда рассеяния /, существенно зависит от угла между пучком падающих у-квантов и направлением сверхтонких полей на мессбауэровских ядрах. Такая зависимость позволяет использовать резонансное рассеяние для изучения магнитной и электрической структуры крнсталлог. [c.239]

В абсорбционном варианте методики для получения источников с нерасщеплённой, возможно более узкой линией излучения радиоактивные родительские ядра помещают в матрицу, кристаллическая решётка которой не создаёт сверхтонких полей, расщепляющих ядерный уровень дочернего мёссбауэровского ядра. С другой стороны, важно, чтобы дебаевская температура кристалла матрицы была максимальна. При этом в соответствии с формулой (12.2.2) максимальна доля мёссбауэровской компоненты гамма-излучения. Активность источников обычно выбирается в пределах от единиц до нескольких сотен милликюри. [c.104]

Сверхтонкое поле (в кгаусс) для иона Мп в соединениях с различными лигандами [48] [c.259]

Начнем с рассмотрения наиболее часто встречающегося случая в из предыдущего раздела. Как и в уравнениях (7-26), будем оценивать СТВ через сверхтонкое поле Нет в точке ядра. Из уравнения (7-316) видно, что энергия СТВ пропорциональна Нст1. [c.157]

Во многих случаях интенсивности пар линий в спектре ДЭЯР одинаковы в других случаях различие может быть настолько сильным, что одна из линий совсем не обнаруживается. Это явление особенно заметно, когда ядерное зеемановское и сверхтонкое взаимодействия сравнимы по величине [128, 353, 390]. Для систем с аксиальной симметрией можно вычислить разницу в интенсивности, которая обусловлена различием в усилении (см. конец разд. 13-2) эффективного р. ч.-поля у ядра сверхтонким полем электрона. Результаты этого вычисления находятся в хорошем согласии с экспериментом [128, 353, 390]. Ориентация р. ч.-поля относительно оси симметрии может иметь очень большое значение при определении интенсивности данной линии ДЭЯР, даже если р. ч.-поле всегда остается перпендикулярным постоянному полю Яо. [c.396]

Рассчитан температурный ход локальных намагниченностей а(г) для концентраций немагнитных ионов х=0, 0,5 0,9. В предположении, что сверхтонкое поле на ядре иона железа пропорционально а(г), получен примерный вид мессбауэровских спектров при различных концентрациях и температурах. Сравнение расчетной температурной зависимости сверхтонких полей на ядрах с экспериментальными данными, взятыми из работы [23] для образца 2по,з4Мпо-ббРе204, показало хорошее согласие теории с экспериментом. [c.18]

Проведенное обсуждение магнитных эффектов в рекомбина-цип радикалов показывает, что в сравнительно сильных магнитных полях, Яо>10 Э, различие -факторов радикалов пары и изотропное СТВ неспаренных электронов с магнитными ядрами могут эффективно смешивать S- и Го-состояния РП и тем самым оказывать заметное влияние на кинетику радикальных реакций. Однако все предыдущие результаты были получены в 5—Го-прибли-женпи. РП в двух триплетных состояниях, Т и Г , никакого участия в реакции не принимали. Интеркомбннационные переходы 5—Т- играют важную роль в слабых магнитных полях, сравнимых с локальным сверхтонким полем. Но и в сильных магнитных полях возможь ы ситуации, в которых наряду с S—Го нли даже без них могут работать S—Г. , Г -каналы этих переходов. [c.71]

ENDOR на ядре азота в азотокисных радикалах [125] имеет ряд интересных особенностей. Магнитные моменты ядер N и Ш отличаются в 14 раз, однако интенсивности сигналов ENDOR этих ядер сравнимы. Причина этого факта состоит в том, что истинная напряженность радиочастотного поля в точке нахождения ядра значительно превосходит напряженность внешнего радиочастотного поля. Объяснение этого явления радиочастотного усиления дано Гешвиндом [126]. Если радиочастотное поле Н приложено перпендикулярно постоянному внешнему полю Я, их результирующая векторная сумма Яэфф будет прецессировать вокруг направления Н с частотой ю. Так как ш много меньше частоты прецессии электрона, то электронный момент будет адиабатически следовать за направлением ЯэФф и создавать большое поле за счет СТВ. Одна из компонент этого сверхтонкого поля будет направлена вдоль Hi и будет усиливать его. Усиление радиочастотного поля пропорционально отношению компоненты сверхтонкого поля к внешнему приложенному полю. [c.334]

Появление сверхтонкого поля на ядрах в упорядоченном состоянии этих соединений связано с поляризацией электронов проводимости, вызванной моментами соседних ионов РЗМ, а в таком случае оно должно зависеть от gj—1)7. В настоящее время нет достаточно веских доказательств, подтверждающих такую зависимость. Однако, как сообщили Динтельман и др. [99], из измерений, произведенных на атомах замещения иттрия в решетке GdAls, следует, что сверхтонкое поле на изменяется с составом линейно, причем при составе YAlj оно становится равным нулю. [c.46]

Уоллейсом и Шкрабеком [216] и Уоллейсом [2] при измерении сверхтонкого поля эти измерения показали, что поле на линейно зависит от момента иона железа, найденного из магнитостатических измерений. При такой интерпретации предполагается, что вклад от поляризации ионного остова в полное поле — это единственный член, который следует рассматривать, а всеми остальными членами, связанными с побочными эффектами, можно пренебречь. Более поздние исследования подтвердили, что этот подход правилен и что сверхтонкое поле практически не зависит от момента иона железа [67, 102, 238]. [c.80]

Пока не опубликовано никаких исследований на монокристаллах этих соединений , но, как упоминалось ранее, изучение сверхтонкого поля позволило определить направление легкого намагничивания в RFej [67, iOl—103]. Это оказалось возможным, так как распределение ионов железа вокруг оси [111] в данной структуре (см. фиг. 11,6), как ранее упоминалось, мо- [c.84]

Аналогичные эффекты можно также наблюдать в опытах по ядерному магнитному резонансу в них было найдено, что с простым изотопом связаны две резонансные частоты. Как уже упоминалось, это явление наблюдали Шамир и др. [100] в GdA , а также его обнаружили Гегенворт и др. [252] в GdPe2. Значения напряженности сверхтонкого поля на ядрах Ре, полученные из этих измерений, также приведены в табл. 7. [c.86]

Напряженность сверхтонкого поля (в кЭ) на ядре РЗЭ в соединениях RFej [c.87]

Изучение с помощью эффекта Мессбауэра [321, 322] сверхтонкого поля на ядре Ir показало, что поле приблизительно пропорционально функции gJ—1)/, как это и предсказывает модель поляризации электронов проводимости Касуйи — Иоси-ды [23, 24]. Зависимость сверхтонкого поля от gJ— 1)7 показана на фиг. 46 видно, что при gJ—1)7 = 0 напряженность сверхтонкого поля экстраполируется к величине —170 кЭ. Это можно интерпретировать с помощью представления о других вкладах в полное поле (практически не зависящих от ионного [c.103]

Для того чтобы сравнить эти величины с экспериментальными данными, Ватсон и Фримен оценили вклад орбитального поля Н и дипольного поля Но, приняв величину +100 кэ для обоих членов в случае иона Fe(II) и орбитальное поле, равное нулю для иона Ре(1П). Кроме того, необходимо учитывать различия величин сверхтонких полей для ионов, находящихся в различном окружении, из-за эффекта ковалентности связей, как это иллюстрируют результаты Вирингена [46] для сверхтонких полей в ионах Мп в различном окружении лигандов, приводимые ниже. [c.150]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология