Cтраница 1
Распределения спинов 5т ( г) и Sa ( r) заменим распределениями магнитных моментов единицы объема S ( r), которые будем считать непрерывными функциями точки, и перейдем в выражении ( 2) от суммирования к интегрированию. [1]
При абсолютном нуле распределение спинов в ферромагнетиках предполагают полностью упорядоченным. Такое состояние спиновой системы можно рассматривать как основное, а состояние, при котором один или несколько спинов перевернуты в противоположную сторону, является возбужденным. [2]
Можно ожидать, что распределение спинов между двумя возможными состояниями будет подчиняться закону Больцмана, согласно которому число спинов N в состоянии Р), деленное на число спинов NO, в состоянии а), равно e - - & E - kT, где А. [3]
Представим себе, что распределение спинов совершенно случайно, с тем лишь ограничением, что числа N и ЛЧ t имеют определенные значения. [4]
Магнитная энтропия, зависящая от беспорядочного распределения атомных спинов, составляет обычно небольшую часть общей энтропии металла ( например, для р - Мппри 1000 К 1 38 и 16 7 зе [14]) тем не менее магнитный вклад в AS может быть значительным, если атомный магнитный момент сильно изменяется при образовании сплава. Приведенные на рисунке избыточные парциальные энтропии смешения для системы Ag - Мп показывают, что главную роль в формировании положительных величин AS 130 играет изменение состояния переходного металла. [5]
В их методе рассматриваются возможные варианты распределения спинов между атомами и представление о канонических структурах отсутствует. По своей простоте ( или сложности) этот метод приблизительно равноценен методу Полинга. [6]
Обсуждаемое до сих пор равновесное ( или близкое к нему) распределение спинов возможно при достаточно активном релаксационном выравнивании заселенности энергетических уровней. Если же мощность радиочастотного поля велика и релаксационные процессы не в состоянии одновременно уменьшить заселенность верхних уровней ( п2) синхронно с поглощаемой извне энергией, то наступает так называемое насыщение, которое обнаруживается по уменьшению эффекта ЭПР. [7]
После наложения постоянного магнитного поля Н0 вырождение снимается и нарушается равномерность распределения спинов по различным ориентациям. Если в первый момент после включения магнитного, поля спиновая система была выведена из теплового равновесия, то по истечении некоторого времени, мерой которого является величина Тъ система придет в тепловое равновесие. [8]
Противоположные знаки Qi и Q2 означают, что константы СТС от 13С являются малыми разностями двух больших величин и поэтому очень чувствительны к распределению спинов. Интерпретация сверхтонких взаимодействий неспаренного электрона с ядрами 13С служит отличным контролем спиновой плотности, найденной по сверхтонким взаимодействиям с протоном. Например, константы сверхтонкого взаимодействия ядра 13С с неспаренным электроном катион - и анион-радикала антрацена почти одинаковы. [9]
Заметим, что хотя взаимодействие спинов не вносит заметного вклада в выражение энергии, оно имеет существенное значение в том смысле, что может привести и удержать на некоторое время систему с указанным выше распределением спинов -, благодаря чему рассматриваемое состояние может считаться статистически равновесным, а следовательно, и подчиняющимся соотношениям статистической термодинамики. Указанный вывод вытекает из соотношения времен спин - спиновой и спин - решеточной релаксации: первое имеет порядок 10 - 5 сек, а второе 102 сек. Соответственно этому система спинов в промежутке времени от 10 - 6 до 102 сек после перемены направления магнитного поля может рассматриваться как находящаяся в статистическом равновесии. [10]
Несмотря на то, что взаимодействие спинов не оказывает заметного влияния на величину энергии, оно имеет существенное значение в том смысле, что может привести и удержать на некоторое время систему с указанным выше распределением спинов. Поэтому рассматриваемое состояние может считаться статистически равновесным, а следовательно, и подчиняющимся соотношениям статистической термодинамики. Указанный вывод вытекает из соотношения времен спин-спиновой и спин-решеточной релаксации: первое имеет порядок 10 5 с, а второе - 102 с. Соответственно этому система спинов в промежутке времени от 10 ь до 102 с после перемены направления магнитного поля может рассматриваться как находящаяся в статистическом равновесии. [11]
При переходе должно сохраняться распределение спинов. [12]
При изменении средней концентрации меняется время релаксации 7, а ширина спин-пакета остается практически постоянной. Этот факт однозначно указывает на неоднородность распределения спинов по образцу. Если считать, что ширина спин-пакетов определяется дипольными взаимодействиями, то локальные концентрации N, вычисленные по формуле Абрагама-Киттеля АЯ 5 3 g N, должны соответствовать 1019 - 1020 спин / г, причем они практически не изменяются при увеличении средней концентрации. Если ширина спин-пакетов определяется обменным взаимодействием, то локальные концентрации должны еще больше превышать средние. [13]
При изменении средней концентрации меняется время релаксации 7, а ширина спин-пакета остается практически постоянной. Этот факт однозначно указывает на неоднородность распределения спинов по образцу. Если ширина спин-пакетов определяется обменным взаимодействием, то локальные концентрации должны еще больше превышать средние. [14]
Мы видим, что в модели Кюри - Вейсса свободная энергия системы однозначно определена намагниченностью. В действительности же, как видно из формул (3.8), ( 3.8), она существенно зависит от микроскопического распределения спинов отдельных атомов. Пренебрежение этим обстоятельством и есть главное упрощение в модели Кюри - Вейсса или, более общо, в модели самосогласованного поля. [15]