Поляризация - остов
Cтраница 3
Значения Л /, полученные таким путем для основного состояния / стабильных изотопов, приведены в табл. 5.5. До того, как были проведены прямые измерения ядерных магнитных моментов лантанидов, эти значения А3 использовались для вычисления ядерных моментов посредством оценок величин ( г3) в предположении, что эффект поляризации остова отсутствует. С появлением методов двойного электронно-ядерного резонанса и тройного резонанса на атомных пучках многие ядерные моменты были определены непосредственно, благодаря чему стал возможен контроль оценок ( г - 3, если вклад от поляризации остова известен. [31]
В течение длительного времени из экспериментов следовало, что параметр X является в основном константой ( если отвлечься от эффектов ковалентной связи), не изменяющейся при переходе от одного элемента группы железа к другому, равной примерно - 3 ат. Последующие измерения показали, что параметр х увеличивается с атомным номером ( почти на 25 % при переходе от конфигурации Зс. В общем случае величина х зависит от природы лиганда, уменьшаясь с увеличением ковалентности ( см. табл. 7.17); этот факт впервые был экспериментально установлен Ван Вирингеном [28] для соединений Мп2, 3d5, где сверхтонкое взаимодействие по существу целиком обусловлено поляризацией остова. [32]
В атомных системах эффекты корреляции внешнего электрона с сильно связанными внутренними электронами включают в понятие поляризация остова. Такого рода корреляция имеет небольшую величину; например, корреляция Is2 - 2s в Ве составляет - 0 131 эв. Корреляции типа поляризации остова проявляются также при рассмотрении ридберговских состояний молекул и взаимодействия электрона с растворителем. В последнем случае указанные корреляционные эффекты типа поляризации остова, конечно, маскируются более сильными корреляционными эффектами орбитального типа, учитываемыми, например, введением нсевдопотенциала ( см. разд. Когда главные квантовые числа соответствующих электронов совпадают, межорбитальные корреляционные эффекты становятся сильнее. Например, корреляционная энергия е ( 2s - 2р) между 2s - и 2р - электронами примерно равна - 0 5 эв ( см. разд. [33]
В атомных системах эффекты корреляции внешнего электрона с сильно связанными внутренними электронами включают в понятие поляризация остова. Такого рода корреляция имеет небольшую величину; например, корреляция Is2 - 2s в Ве составляет - 0 131 эв. Корреляции типа поляризации остова проявляются также при рассмотрении ридберговских состояний молекул и взаимодействия электрона с растворителем. В последнем случае указанные корреляционные эффекты типа поляризации остова, конечно, маскируются более сильными корреляционными эффектами орбитального типа, учитываемыми, например, введением псевдопотенциала ( см. разд. Когда главные квантовые числа соответствующих электронов совпадают, межорбитальные корреляционные эффекты становятся сильнее. Например, корреляционная энергия е ( 2s - 2р) между 2 у-и 2 / - электронами примерно равна - 0 5 эв ( см. разд. [34]
Матричные элементы, описывающие этот эффект, пропорциональны матричным элементам вектора S. Поскольку мы не можем пренебречь примесью состояний с различными J, то эта пропорциональность будет нарушаться, и отношение Лц / Лх будет изменяться, хотя это изменение не может быть представлено увеличением изотропного вклада С. Поскольку такая примесь в настоящем случае довольно мала и ожидаемый вклад в магнитную сверхтонкую структуру от поляризации остова, вероятно, не превышает 2 % [23], то результирующий эффект, по-видимому, также мал. [35]
 |
Силы осцилляторов fik для линий Li I. [36] |
Однако получаемые по ним результаты в большинстве случаев сильно расходятся с экспериментальными. При этом, как было показано И. Б. Берсукером [72], необходимо еще учитывать поляризацию остова атома. В табл. 98 приведены значения fik для нескольких переходов в атоме лития, вычисленные с учетом и без учета поляризации остова ( по В. А. Фоку), и сопоставленные с экспериментальными данными. [37]
Два рассмотренных подхода качественно по-разному объясняют происхождение аномального магнитного сверхтонкого взаимодействия. Однако способы расширения этих наборов в обоих методах оказываются существенно различными. В противоположность этому в методе поляризации остова используется только одна конфигурация, но одноэлектронные орбитали, из которых она строится, как отмечалось выше, зависят от спина. Покажем сейчас, что это различие скорее кажущееся, чем действительное, и по ходу дела отметим основную теоретическую слабость метода поляризации остова, как бы ни были привлекательны другие его черты. [38]
Сравнение отношения величин Л ц для двух изотопов меди с известным отношением ядерных моментов дает сверхтонкую аномалию около 0 015 %, очень близкую к обнаруженной в экспериментах с атомными пучками для 45-состояния однократно ионизованной меди. Это обстоятельство дает основание предположить, что в основном магнитная сверхтонкая структура обусловлена s - электронами за счет эффекта поляризации остова, а вклад - электронов довольно мал. Последнего следовало ожидать, поскольку распределение электронной плотности в состоянии Г2 имеет почти кубическую симметрию, так что спиновая плотность будет давать в центре нулевое магнитное поле, а орбитальный момент в чистом состоянии Г2 заморожен. Оставшийся орбитальный момент, обусловленный примесью состояний ГБ, создает на ядре поле, пренебречь которым нельзя, однако оно является положительным по направлению и в случае иона Ni2 в два раза превышает наблюдаемое отрицательное поле. Различные вклады в магнитную сверхтонкую структуру ионов Cu3, Ni2 и Со суммированы в табл. 7.21, из которой следует, что оцененный вклад от поляризации остова является удивительно постоянным. [39]
Особый интерес представляет изучение замещенных ферритов-гранатов с целью выяснения природы эффективных магнитных полей, возникающих на ядрах немагнитных ионов. Согласно данным Ватсона и Фримена [247] возникновение Нэф на ядрах немагнитных ионов может быть обусловлено следующими механизмами: 1) примешиванием Sd-электронов магнитного иона к заполненной оболочке немагнитного, которое должно приводить к раскомпенсации последней и давать вклад в Нэф; 2) поляризацией немагнитного иона обменным полем магнитного, что раскомпенсиру-ет внутренние s - электроны; в результате контактного взаимодействия Ферми на ядре возникает Нэф; З) поляризацией электронов проводимости немагнитного иона в магнитной матрице. Так как ферриты-гранаты указанных систем являются диэлектриками, третий механизм исключается. SnC, т.е. плотности электронов на ядрах Sn119 в феррите и в SnO2 одинаковы. Следовательно, примешивание Зй-электронов магнитного иона к заполненной оболочке иона олова отсутствует и первый механизм может быть исключен. Итак, Нэф на ядре Sn119 в оловозамещенных ферритах-гранатах обусловлено поляризацией электронного остова атома олова обменным полем Srf-электронов магнитных ионов. [40]
Страницы: 1 2 3