Магнитное сверхтонкое взаимодействие

Cтраница 1

Магнитное сверхтонкое взаимодействие обусловлено взаимодействием дипольного магнитного момента ядра р, с магнитным полем Я, создаваемым электронами. [1]

Магнитное сверхтонкое взаимодействие часто представляют как взаимодействие между ядерным магнитным моментом д / и магнитным полем Не на ядре, создаваемым магнитными электронами; с таким же успехом оно может рассматриваться как взаимодействие между распределенным электронным магнитным моментом iie и средним магнитным полем Ип, создаваемым дипольным моментом ядра. [2]

Магнитное сверхтонкое взаимодействие неспаренных электронов с ядерными магнитными моментами лигандов обычно заметно слабее, особенно для редкоземельных ионов. Сверхтонкая структура, обусловленная этим взаимодействием, может быть измерена в экспериментах по ЭПР лишь с ограниченной точностью. Если же наблюдаются переходы с нарушением этого правила отбора, то обычно картина спектра настолько усложняется, что точные измерения очень затруднены. Именно в этой ситуации техника ДЭЯР обладает большим преимуществом. [3]

Оператор магнитного сверхтонкого взаимодействия имеет более сложную форму и должен быть разбит на составляющие. [4]

Значения ( г - 3 для трехвалентных ионов. [5]

Константы магнитного сверхтонкого взаимодействия для трехвалентных ионов, приведенные в табл. 5.5, можно сравнить с соответствующими константами, измеренными для свободных атомов ( табл. 5.4); это позволит установить, насколько сильно различаются величины ( г - 3) в этих двух случаях. [6]

А - постоянная магнитного сверхтонкого взаимодействия изотопа, масса и ядерный спин которого также даны. [7]

Заканчивая этот обзор эффектов магнитного сверхтонкого взаимодействия, заметим, что оператор вида (7.69) будет описывать взаимодействие не только для крамерсова дублета, но также ( в хорошем приближении) и для синглетного орбитального основного состояния с большим, чем двукратное, спиновым вырождением. [8]

Спектры сверхтонкой структуры Fea и Fe3, образовавшихся при распаде. [9]

Кроме того, поле магнитного сверхтонкого взаимодействия иона Fe3 ( e5s / 2) имеет типичную величину, лежащую в пределах 460 - 620 кэ. [10]

Абрагам и Прайс [7] детально обсуждали магнитные сверхтонкие взаимодействия в переходных Suf-элементах. [11]

Такое рассмотрение предполагает также, что член магнитного сверхтонкого взаимодействия велик по сравнению с другими членами в (3.77), поскольку при диагонализации основной части этого взаимодействия мы поступили так же, как в § 8 настоящей главы; но тогда разрешены переходы с Дть 0, на положение которых не влияют ( в первом порядке) ни ядерный электрический квадрупольный член, ни ядерное зеемановское взаимодействие с внешним полем. Очевидно, во втором порядке будут иметься смещения [ ( AL) 2 / hv ], но обычно в экспериментах по электронному спиновому резонансу они оказываются несущественными, хотя могут играть важную роль в экспериментах по ДЭЯР, где точность намного выше. Для ядер со спином f / 2 электрический квадрупольный член Pjj - может быть сравним с AL в этом случае переходы с AmL ф О могут иметь заметную интенсивность, и это напоминает ситуацию, рассмотренную в § 9, но теперь сверхтонкая структура оказывается более сложной, поскольку вовлекается целый ряд ядер. Другая возможность - сверхтонкая структура от лигандов довольно мала, так что величина AL сравнима с ядерным зеемановским членом или меньше его. Для этой ситуации нужен свой подход, который мы приводим ниже. [12]

С помощью эффекта Мессбауэра широко проводились исследования магнитных сверхтонких взаимодействий; получены полезные корреляции между магнитными и структурными свойствами железа и его производных. Важные успехи были достигнуты при интерпретации магнитных сверхтонких взаимодействий в рамках представлений об электронной структуре ионов железа. Однако методика описания результатов с учетом таких важнейших химических концепций, как ковалентность, требует дальнейшего развития. [13]

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. [14]

II Б 4 было выяснено, почему наблюдение магнитных сверхтонких взаимодействий в парамагнитных соединениях возможно только при низких температурах, когда времена релаксации велики. [15]

Страницы: 1 2 3 4