Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 47
Текст из файла (страница 47)
Большая частотная ширина резонансного поглощения ферромагнетиком зависит от того, что резонансные частоты различных частей граничных слоев доменов отличны друг от друга. Глава 16 МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ЯДЕР АТОМОВ ф 16.1. Обнаружение магнитных свойств ядер Рис. 16.1. Сверх- тонкая структура дублета натрия При рассмотрении магнитных свойств вещества мы до сих пор считали, что магнитный момент атома определяется свойствами его электронной оболочки. Однако для объяснения некоторых тонких эффектов, в частности структуры линий парамагнитного резонанса (см. гл. 17), этого оказывается недостаточно. В связи с этим в данной главе будут изложены сведения о магнитных моментах ядер атомов и их взаимодействии с электронной оболочкой.
Первые подтверждения существования магнитного момента ядер были получены при изучении спектров. В первой главе указывалось, что спектральные линии излучения элементов состоят из ряда близко расположенных компонент — имеют тонкую структуру. Появление тонкой структуры было объяснено взаимодействием собственного (спинового) магнитного момента электрона с орбитальным моментом. Из-за изменения энергии этого взаимодействия при различной ориентации спинового момента электрона по отношению к орбитальному уровни энергии атома расщепляются на ряд близких подуровней, число которых определяется числом возможных взаимных ориентаций спинового и орбитального моментов (см.
В 1.6 — 1.8). Так, например, первое возбужденное состояние натрия расщепляется на 1 два (аР,~а и аРзуз), соответствУющие антипаРаллельному и параллельному расположениям спина ! 1 и орбитального момента; в результате при переходе с возбужденного состояния на основное (аЯ~уа) из- 0,021 А 0,023 Л лучается дублет: две линии с различными длинами волн (рис. 16. 1) . Однако при более точном изучении выяснилось, что каждая из линий дублета натрия состоит, в свою очередь, из двух близко расположенных линий (как показано в нижней части рисунка).
Мы видим, что расщепление таких линий примерно в 300 раз меньше расщепления тонкой структуры. В соответствии с этим оно было названо «сверхтонкой структурой линий». !6.! Обнаружение магнитных свойств ядер 23! Сверхтонкую структуру обнаруживают линии большинства элементов. Появление сверхтонкой структуры частично объясняется так называемым изотопическим смещением линий, связанным с влиянием массы ядра на энергетические уровни атома. Вследствие этого влияния линии различных изотопов элементов несколько смещены, а в естественной смеси изотопов появляется ряд очень близких линий с интенсивностями, пропорциональными их концентрациям. Однако у х1а только один стабильный изотоп (А =- 23), да и в других случаях сверхтонкая структура была обнаружена у большинства изотопов в отдельности.
Для объяснения появления сверхтонкой структуры, не связанной с изотопическим смещением, Паули в 1924 г. предложил учесть влияние взаимодействия магнитного момента ядра с электронной оболочкой (224). Схематически объяснение, очевидно, такое же, как в случае тонкой структуры. Малая величина расщепления сверхтонкой структуры указывает на малую величину ядерного магнитного момента. Малая по сравнению с магнитными моментами электронной оболочки величина магнитного момента ядер следует из развитых в гл.
1 общих представлений. Как уже указывалось, появление постоянного магнитного момента атома — существенно квантовое явление. В соответствии с квантовой механикой, для любых частиц, движение которых квантуется, момент импульса (точнее, его проекция) определяется произведением целого (или полуцелого) квантового числа на )ъ Моменты импульса ядер должны иметь те же величины, что и оболочка. Отношение магнитного момента к механическому составляет для движения заряженной частицы 1н е Р~ 2ою' а для собственного спинового момента р, е Р, тс По современным представлениям ядра атомов состоят из протонов и нейтронов.
Так как масса частиц, входящих в ядро, приблизительно в 2000 раз больше массы электрона, следует ожидать, что магнитные моменты ядер будут во столько же раз меньше. Если магнитные моменты оболочки гюрядка магнетона Бора ен 4ннмс 1гп = то ядерные магнитные моменты должны быть порядка ядерного магнетона: и „= — — -- = — -'-'1х = Б,000. 10 з4 р 1Э. 4ягпрс и р 232 рт 16. Магнитные свойства ядер атомов Усовершенствование техники спектроскопии в 30-х годах позволило пронаблюдать сверхтонкую структуру с большой точностью н вычислить из расщепления линий магнитные моменты многих ядер; однако оставалось весьма желательным непосредственное определение магнитного момента ядер из измерения магнитной восприимчивости.
Г1арамагнитная восприимчивость, связанная с магнитным моментом ядер, должна с большой точностью (из-за малого взаимодействия ядерных магнитных моментов) подчиняться закону Кюри (см. (4.8)), но из-за малой величины момента не может быть обнаружена для веществ, у которых магнитный момент электронной оболочки атома отличен от нуля. На первый взгляд, это исключает возможность определения таким методом магнитных моментов ядер для большинства элементов. Однако имеется путь к преодолению подобного затруднения. Он основан на том, что при образовании соединений и молекул валентные электроны как правило образуют замкнутую конфигурацию с нулевым магнитным моментом. Поэтому из числа возможных объектов измерений исключаются лишь переходные элементы. Однако даже при исключении влияния магнитного момента оболочки такие измерения очень трудны и пока проведены только для магнитного момента ядер водорода — протонов [133].
Схема соответствующей установки показана на рис. 16.2, Измерения велись обычным методом Гуи, но при этом были приняты все меры для увеличения чувствительности и исключения побочных эффектов. В частности, для уменьшения влияния конвекционных потоков весы и ампула с образцом помешались в вакуум, а рабочая часть ампулы являлась строго цилиндрической и настолько длинной, что силы действия на нее магнитного поля компенсировались.
Опыты велись при Т < 4,22 К. В этих условиях водород, заполняющий ампулу, конденсировался в нижней ее части н заполнял половину рабочей узкой части ампулы (рис. 16.2). 1б.2. Энергия взаимодействия ядра с электронной оболонкой 233 В молекуле водорода спины электронов направлены антипараллельно (см. 38.3). Электроны находятся в Я-состоянии, следовательно, орбитальный момент также равен нулю. Магнитные моменты ядер могут быть антипараллельны (параводород) или параллельны (ортоводород).
При комнатной температуре энергия теплового движения *кТ много больше разницы энергии ЬЕ этих состояний, и каждое квантовое состояние осуществляется с равной вероятностью. Ортоводороду (суммарный спин ядер 7 = 1) отвечают три квантовые состояния с тремя возможными ориентациями спина, параводороду (7 =- О) одно состояние. В результате при комнатной температуре имеется 75% ортоводорода и 25% параводорода. При низких температурах (йТ « « 1лЕ) равновесным является состояние с меньшей энергией и весь водород должен переходить в парасостояние.
Казалось бы, это должно исключить возможность измерений, так как в парасостоянии суммарный момент ядер в молекуле водорода равен нулю. Однако в действительности переход в равновесное состояние при низких температурах обычно происходит медленно -- в течение нескольких суток. Практически за время измерений сохраняется состав, равновесный при комнатной температуре. Несмотря на низкие температуры и малую диамагнитную восприимчивость водорода (мк =- -1,4 . 10 т), ядерная парамагнитная восприимчивость составила лишь около 10% от полной.
Уверенное отделение ядерной восприимчивости от диамагнитной было возможно лишь благодаря ее температурной зависимости: С зс =- зсд+ —,, Т Из результатов экспериментов при трех температурах (Т1 =- 4,22; Тг = 2,18; Тз = 1,7б К) было извлечено среднее взвешенное значение С, и по формуле (4.8) вычислена величина магнитного момента протона: рр = 2,3д,я (более точное значение рр — — 2,793р, ). То обстоятельство, что рр ф р, и что, как оказалось, нейтрон также имеет магнитный момент, указывает на более сложное происхождение ядерных моментов, чем в описанном формальном переносе теории магнитного момента электронных оболочек на магнитные свойства ядер.
Эти вопросы будут обсуждаться ниже, пока же мы рассмотрим взаимодействие ядер с электронной оболочкой. ф 16.2. Энергия взаимодействия ядра с электронной оболочкой Главная часть энергии взаимодействия ядра с электронной оболочкой носит чисто электростатический характер, и для ее вычисления можно в первом приближении рассматривать ядро как точечный заряд. 234 Гл. 16.
Магнитные свойства ядер атомов Обозначим эту часть энергии через Иг~п включив в нее и энергию взаимодействия электронов между собой. Магнитный момент ядра будет взаимодействовать с магнитным полем, созданным электронной оболочкой. Энергия взаимодействия будет зависеть от взаимной ориентации вектора магнитного момента ядра и поля. Обозначим эту часть энергии через И'гю И наконец, если учесть, что заряд ядра не точечный, то в величину электростатической энергии взаимодействия ядра с электронной оболочкой нужно ввести поправку. Если распределение зарядов в ядре не сферически-симметрично и ядро имеет некоторый квадрупольный момент ь2, то возникает дополнительная энергия И'с1, пропорциональная величине квадрупольного момента и зависящая от его ориентации.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
