Макроскопическая намагниченность

Cтраница 2

За счет каких-то сил эти моменты ориентируются параллельно друг другу и возникает макроскопическая намагниченность. Магнитный момент отдельного атома может быть обусловлен как орбитальным движением электрона, так и его спином. Ответ на этот вопрос был дан в 20 - х годах нашего столетия путем экспериментального измерения отношения магнитного момента ферромагнетика к его механическому моменту. Экспериментальное значение этого отношения отвечает величине е / ( тс), где е и т - заряд и масса электрона. Теперь нужно выяснить, какие силы заставляют эти элементарные магнитные моменты ориентироваться параллельно друг другу. Предположим, что это силы, связанные с их магнитным взаимодействием. По порядку величины энергия взаимодействия двух магнитных моментов равна и & ц2 / а. [16]

Теперь мы обратим особое внимание на интенсивности частотных компонент молекулярных движений, совпадающих с частотой ядерного резонанса, равных удвоенной частоте резонанса и равных нулю. Чтобы понять, почему особый интерес представляют именно эти частоты, рассмотрим вектор макроскопической намагниченности М, слегка выведенный из равновесия, как показано на рис. 4.1. В лабораторной системе координат вектор М прецессирует вокруг оси 2 с частотой ( 00 Т о - В то же время в системе координат, вращающейся с частотой прецессии и 0, вектор М оказывается неподвижным; мы обсуждали это в разд. [17]

Поскольку IV-константа скорости, Тг - постоянная времени, общая скорость релаксации складывается из скоростей по двум переходам. Это опровергает сделанное при определении Т4 предположение о том, что скорость изменения макроскопической намагниченности одного типа ядер зависит только от его собственного отклонения от равновесия и не связана с намагниченностью других ядер. Следовательно, в много-спиновых системах простое измерение 7 может не дать корректной информации. Это довольно важное замечание, ио оно не относится к нашей дискуссии ( более подробное изложение см. в книге Ноггла и Ширмера [2], гл. [18]

Выше мы занимались классической теорией ферромагнитного резонанса, которая основана на представлении об однородной прецессии вектора намагниченности, и на ряде примеров показали, как теория применяется в наиболее часто встречающихся в экспериментальной практике условиях. При этом мы предполагали, что магнитное состояние вещества ( образца) полностью определяется макроскопической намагниченностью, как это действительно имеет место для ферромагнетиков, и не учитывали возможность существования магнитных подрешеток. Влияние подрешеток на ферромагнитный резонанс будет рассмотрено в данном параграфе. Мы покажем, что полученные ранее результаты формально остаются справедливыми и для ферримагнетикок. Одновременно мы увидим, что наличие спонтанно намагниченных подрешеток приводит к ряду новых явлений, которые невозможны в обычных ферромагнетиках. [19]

Поскольку в распределении Больцмана имеется небольшой численный перевес состояний с меньшей энергией, то при равновесии в направлении поля Н0 будет ориентировано больше ядер, чем против поля. Далее мы увидим, что при рассмотрении импульсных процессов почти всегда вполне достаточно иметь дело с макроскопической намагниченностью. Легче всего оценить изменение намагниченности М и эффекты релаксации, если рассмотреть уравнения, выведенные Блохом, и использовать при этом упрощение, которое дает применение вращающейся системы координат. [20]

Возможность описания явлений ЯМР как в терминах квантовой механики, так и классической физики дает большое преимущество и представляет собой одну из приятных особенностей предмета. Для наших целей больше подойдет классическая картина, и большая часть дальнейшего изложения будет связана с поведением именно макроскопической намагниченности. [21]

Пусть поле fflt направленное вдоль оси х, в течение некоторого времени действует на систему спинов. Составляющую макроскопической намагниченности вдоль оси у можно экспериментально зафиксировать. Поскольку эта намагниченность перпендикулярна полю Н0, ее называют поперечной. После выключения поля Hv поперечная намагниченность реальной системы взаимодействующих спинов не может оставаться неизменной. Статическое взаимодействие магнитных диполей, особенно эффективное в вязких жидкостях или твердых телах, обусловливает большой разброс значений локальных полей в месте расположения однотипных магнитных ядер и, следовательно, разброс резонансных частот для них. В невязких жидкостях основной причиной разброса резонансных частот становится неоднородность магнитного поля Н0, напряженность которого не может быть абсолютно одинаковой во всем объеме образца по чисто техническим условиям. Результатом такого расхождения векторов магнитных моментов по фазе является экспоненциальный спад поперечной намагниченности с характеристическим временем Т2, называемым временем спин-спиновой или поперечной релаксации. [22]

Пусть поле Hlt направленное вдоль оси х, в течение некоторого времени действует на систему спинов. Составляющую макроскопической намагниченности вдоль оси у можно экспериментально зафиксировать. Поскольку эта намагниченность перпендикулярна полю Н0, ее называют поперечной. После выключения поля Н1 поперечная намагниченность реальной системы взаимодействующих спинов не может оставаться неизменной. Статическое взаимодействие магнитных диполей, особенно эффективное в вязких жидкостях или твердых телах, обусловливает большой разброс значений локальных полей в месте расположения однотипных магнитных ядер и, следовательно, разброс резонансных частот для них. В невязких жидкостях основной причиной разброса резонансных частот становится неоднородность магнитного поля Н0, напряженность которого не может быть абсолютно одинаковой во всем объеме образца по чисто техническим условиям. Результатом такого расхождения векторов магнитных моментов по фазе является экспоненциальный спад поперечной намагниченности с характеристическим временем Т2, называемым временем спин-спиновой или поперечной релаксации. [23]

Это было всего лить предположение, но оно часто подтверждается экспериментально. В основе изменений макроскопической намагниченности должен лежать весьма сложный процесс установления равновесия по всем многочисленным переходам системы ядер. Именно этим процессом мы сейчас и займемся. [24]

Поведение векторов намагниченности в стационарной системе координат. о-при отсутствии поля Я. б-при наличии поля Ui. [25]

Приложим к системе спинов поле Hlt поляризованное по кругу в плоскости ху. При этом мощность радиочастотного поля Нг не столь велика, чтобы выровнять заселенности верхнего и нижнего уровней и тем самым уничтожить макроскопическую намагниченность системы. [26]

Поведение векторов намагниченности в стационарной системе координат. [27]

Приложим к системе спинов поле Hlt поляризованное по кругу в плоскости ху. При этом мощность радиочастотного поля Н1 не столь велика, чтобы выровнять заселенности верхнего и нижнего уровней и тем самым уничтожить макроскопическую намагниченность системы. [28]

Феноменологические выражения (1.2) - (1.4) при определенных условиях ( см. ниже) могут быть использованы и для описания веществ с более сложным упорядочением, чем ферромагнитное. В ряде соединений, хотя и имеется упорядоченная спиновая структура, однако характер этого упорядочения таков, что спины соседних узлов оказываются антипараллельными друг другу. Для описания таких структур вводят представление о магнитных подрешетках, объединяя в каждой из них элементарные магнитные моменты одного сорта и направления и вводя для каждой макроскопическую намагниченность. [29]

В этих случаях при низких температурах наблюдались расщепления, соответствующие двум магнитно-неэквивалентным положениям. Среднее значение от магнитных моментов ионов в двух положениях ( определяемых по измеренным значениям Нец) в каждом случае сравнивается с величиной is, полученной из измерений макроскопической намагниченности. [30]

Страницы: 1 2 3