Ось - квантование
Cтраница 3
Заметим, что энергия кванта, соответствующего спиновой волне с волновым вектором к, определяется выражением Аих где ( ох зависит от величины к и угла 8 между к и осью квантования, которая принимается за ось г. Величина Nz представляет собой размагничивающий фактор вдоль этой оси, Nt - размагничивающий фактор в направлении, перпендикулярном оси z, M - намагниченность насыщения материала, а - постоянная решетки, Не - обменное поле. Величина 7 равна отношению g / h где g - фактор спектроскопического расщепления, а 3 - магнетон Бора. Формула ( 1) справедлива при а 2 гс, и ее необходимо преобразовать вблизи краев зоны Бриллюэна. [31]
Таким образом, 5 описывает полный спин, a Ks - квантовое число проекции, ассоциированное с оператором 7 3, который отнесен к оси эккартовой системы отсчета / з как оси квантования. [32]
 |
Прецессия ядерного квадруполя вокруг оси симметрии электронного окружения. [33] |
ЯМР - внешнее магнитное поле Я0, а в ЯКР - неоднородное электрическое поле, для которого величина энергии квадрупольного расщепления Е - т2, где т - проекция спина / на ось квантования. [34]
Например, в молекулярной задаче jm) обозначает вектор состояния RMR) (7.10.291), система отсчета ( ер е2, е3) есть движущаяся эккартова система отсчета ( fp / 2, / 3) ( именно внутренние оси квантования представляют интерес), а а - ось симметрии молекулы, имеющей фиксированную ( числовую) ориентацию относительно эккартовой системы отсчета. [35]
Поскольку переходом / 1 / 2 - / з / 2 пренебрегается, задача может быть решена в базисе двух функций, коррелирующих с атомным состоянием Pi / 2 - Адиабатические функции квазимолекулы М Х рассчитаны в задаче 1.40. Они не могут быть, однако, непосредственно использованы для вычисления спин-вращательного взаимодействия, поскольку для них осью квантования служит вращающая ( молекулярная) ось. Поэтому для расчета f ( R) поступим следующим образом. [36]
В квантовой механике величины 1, s рассматриваются не как классические векторы, а как векторные операторы. Обозначим ось квантования через z и, как и прежде, исключим из рассмотрения спин-орбитальное взаимодействие. Тогда I2 будет коммутировать с lz, a s2 - с sz; кроме того, эти операторы коммутируют также с оператором энергии. Отсюда следует, что одновременно могут быть измерены лишь квадраты, или величины векторов 1 и s и их z - компоненты, но не другие их компоненты. Из этих принципиальных положений вытекает, что в один и тот же момент времени невозможно задать точное положение обоих векторов в пространстве. Для наглядной интерпретации можно представить себе, что положение указанных векторов меняется очень быстро и беспорядочно. Если же в направлении оси z приложено магнитное поле, то это хаотическое движение принимает характер прецессии вокруг направления поля в том смысле, что поперечная компонента орбитального или спинового момента совершает равномерное движение по окружности. [37]
Начиная с этого момента нам будет удобно ввести разные обозначения для узлов, принадлежащим к разным подрешет-кам. Направим ось квантования момента вдоль направления намагниченности подрешетки а. В рассматриваемом квазиклассическом случае больших S квантовые флуктуации малы и эта намагниченность близка к номинальному значению. Ниже мы вычислим поправку к этому значению. [38]
В 2ртг ароматических соединениях ориентация 2ртг - орбит связана с ориентацией трех о-связей, именно, она всегде нормальна к их плоскости. В отличие от этого оси квантования Зй-орбит фосфора не связаны с осями квантования Зр-орбит, так как они находятся в различных / - оболочках, и лишь слабо ориентированы тетраэдри-ческим, в основном электростатическим, полем электронов о-связей. Следовательно; З тг-орбиты могут продолжать значительно перекрываться с соседними 2ри - орби-гами в складчатой циклической системе. [39]
При изменении ориентации спина электрона по отношению к внешнему полю внутреннее магнитное поле изменяет свое направление на обратное, оставаясь тем же самым по величине. Так как проекция ядерного спина на ось квантования при этом не изменяется, то вследствие изменения направления внутреннего поля изменяется энергия взаимодействия ядерного спина с внутренним магнитным полем. Эти изменения энергии и обусловливают сверхтонкую структуру спектра. [40]
В отсутствие спин-орбиталыгого взаимодействия взаимная ориентация осей квантования произвольна и состояния - фазы вырождены относительно трехмерных поворотов спиновых осой по отношению к направлению орбитальных. Состояние куперовскиХ пар в / У-фазе обладает полным моментом импульса / 0, где / - собств. [41]
 |
Текстуры в А-фязе t t t t t / - r . [42] |
Не обладает осью маги, анизотропии и осью орбитальной жидкокристаллич. Векторы ( I и ( являются осями квантования соответственно спинового и орбитального моментов импульса купе-ровских пар. I, Ку-перовские пары частично вовлекают во вращат. А - фаза обладает небольшим электронным ферромагн. Бора на атом), направленным вдоль I, и является жидким ферромагнетиком. [43]
Как и позитроний, мюоний может находиться в орто - и пара состояниях. Основные измеряемые характеристики Ми-степень ориентации спина относительно оси квантования и ( поляризация) и ее изменения во времени ( релаксация), зависящие от хим. р-ций Ми. К 4 545 - 105 с 1, по отношению к к-рым измеряются абсолютные константы скорости реакций. [44]
Расщепление и правила отбора для магнитных дипольных переходов ( Am 1) для 57Fe приводят к возникновению в мессбауэровских спектрах шести отдельных линий поглощения в случае источника с нерасщепленной линией. Угловые зависимости излучения и его поляризация относительно оси квантования ядерного спина являются характеристиками магнитного дипольного излучения и обсуждаются в гл. [45]
Страницы: 1 2 3 4