Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Абрагам А. -> "Электронный парамагнитный резонанс. Переходных ионов. Том 2" -> 53

Электронный парамагнитный резонанс. Переходных ионов. Том 2 - Абрагам А.

Абрагам А., Блини Б. Электронный парамагнитный резонанс. Переходных ионов. Том 2 — М.: Мир, 1972. — 351 c.
Скачать (прямая ссылка): elektronniyparamagnitniyrezonans1972.djvu
Предыдущая << 1 .. 47 48 49 50 51 52 < 53 > 54 55 56 57 58 59 .. 123 >> Следующая


147

Различные значения параметра (г3)

Уравнение (17.61), в операторной форме описывающее сверхтонкую структуру состояний терма (L, S), содержит (помимо универсальных постоянных ? и fi) три типа параметров: во-первых, чисто ядерные константы Yn и Q; во-вторых, то, что можно было бы назвать угловыми параметрами, а именно g и (L Il а II L), определяемые алгеброй векторного сложения моментов импульса; в-третьих, так называемые радиальные постоянные, (г3) и х(г_3), которые должны рассчитываться численно с помощью известных электронных волновых функций. В § 5 и 6 этой главы мы довольно детально обсуждали происхождение скалярного взаимодействия, пропорционального к{г~3). Какой бы язык ни использовался для его объяснения — поляризация _ остова или конфигурационное взаимодействие, — это взаимодействие обусловлено наличием на ядре конечной плотности неспаренных s-электронов и является большим эффектом, ответственным, в частности, за основную часть магнитной сверхтонкой структуры ионов в S-состояниях. Остающаяся, помимо этого «аномального» скалярного взаимодействия, часть оператора (17.61), иными словами, то, что можно было бы назвать его «нормальной» частью, определяется njp следующих предположениях: терм (L, S) строится только из одной конфигурации содержащей единственную незаполненную оболочку; одноэлектронные орбитали относятся к обычному хартри-фоковскому типу и определяются равенством (17.67); значения LnS таковы, что к конфигурации cSt относится лишь один терм типа (L, S). Последнее условие всегда удовлетворяется, если терм (L, S) подчиняется правилу Хунда; в этом случае параметры ? и (L Il а II L) определяются соотношениями (17.46). Как прямое следствие этих допущений только один «радиальный» параметр (г3) является множителем всех «нормальных» членов выражения (17.61). В предыдущем параграфе мы уже показывали, что указанное допущение несправедливо в случае квадрупольного взаимодействия вследствие поляризации внутренних оболочек электронами незаполненных оболочек. • С другой стороны, используя соображения инвариантности относительно вращений, можно показать, что равенство (17.61) является наиболее общим выражением, которсе можно записать априори для описания магнитной дипольной и электрической квадрупольной сверхтонкой структуры в пределах терма (L, S), если рассматривать константы g и (L || а || L) как подгоночные параметры, а не определенные алгебраические функции типа приведенных в соотношении (17.46). Это непосредственно обусловлено тем обстоятельством, что сверхтонкое взаимодействие представляет собой сумму одноэлектронных операторов и что каждый электрон обладает спином 1/2 Г21. Од- 148 -

часть iii. теоретический обзор

нако укоренилась практика сохранять расчетные значения параметров ? и (L Il a II L) и допускать, что для трех членов выраже-. ния (17.61), пропорциональных соответственно (a*"3), К г3) и (L Il а Il L) (г3), именно параметр (г3) может принимать три различных значения, которые мы запишем в виде (rT3), (г7с) и (rq3)- Уже сделали это в формуле (17.93), говоря о квадрупольных взаимодействиях. Можно даже распространить этот обычай на «аномальный» скалярный член, полагая —X = 1 и вводя четвертый параметр (г~3)- Тогда оператор, определяющий магнитную сверхтонкую структуру, перепишется в виде

^=2<ггз>(ь.1) + ^<г7з>($.1) +

+ Ssl <r-*){L(L + 1)(S • і) - |(L • s) (L-I)-

-I-(L-I)(L-S)J, (17.98)

где для спинового гиромагнитного отношения вместо приближенного значения 2 использовано правильное значение gs.

В противоположность сравнительно большим эффектам, связанным с «аномальным» скалярным взаимодействием, различие между XT3) и (г7с3) Довольно мало. Экспериментально наблюдалось различие на 10% в случае атомов кислорода и фтора [13] и на 1% в случае Sm [14]. Из экспериментов по парамагнитному резонансу пока не получено данных, свидетельствующих о существовании такого различия. Причину различия опять-таки следует искать в недостаточной точности обычных хартри-фоковских функций. Соображения, которые мы использовали в § 6 этой главы для того, чтобы убедиться в существовании некоторого различия между радиальными функциями электронов со спинами «вверх» и «вниз», ни в коей мере не ограничены только s-электронами и с тем же основанием могут быть применены ко всем электронам иона независимо от того, принадлежат они заполненным и незаполненным оболочкам, лишь бы имелась незаполненная оболочка. Кроме того, нет оснований считать, что одоэлектронные орбитали с различными значениями магнитного квантового числа mi должны иметь одинаковые радиальные части: поскольку различные значения ті в незаполненной оболочке неравноправны, вариационные уравнения, которым подчиняются две пробные радиальные функции Pnlm и Pnlm', будут различны, и, В частности, Pnlml будет от- гл. 1?. сверхтонкая структура

149

лична от Pnit Очевидно, что при таких условиях замкнутые оболочки будут вносить конечный вклад в орбитальное и ди-польное сверхтонкое взаимодействия и соответствующие значения <Vf3) и (г~3) не должны обязательно совпадать. То же, разумеется, относится и к вкладам от незаполненной оболочки.
Предыдущая << 1 .. 47 48 49 50 51 52 < 53 > 54 55 56 57 58 59 .. 123 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed