Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
— лишь часть полной энергии системы, зависящая от сшшовых переменных. Предполагается, что локальное внутр. равновесие в спиновой подсистеме (квазиравновесие) устанавливается гораздо быстрее, чем равновесие между спиновой подсистемой и остальными степенями свободы (истинное равновесие с темп-рой T0).
Примером может служить система ядер, обладающих спином / 5* О и гиромагн. отношением у, в твёрдом теле, помещённом во внеш. пост. магн. поле Я. Взаимодействие маги, момента ядра с этим полем приводит к образованию 2/-(-1 уровней энергии Jj, разделённых равными интервалами TiyH и соответствующих раал. значениям проекции Iz ядериош спина на направление H (рис., а). Виутр. квазиравиовесие в этой системе устанавливается благодаря спии-спииовым
XyH
а 6 в
Энергетические диаграммы в квавиравн овесшые распределения населённостей парамагнитных спиновых систем в магнитном поле: а — J = V1, единая спиновая температура; б — различные спиновые температуры в неэквидистантном спектре; в — «зеема-вовская» и «спин-спиновая» спиновые температуры; & — энергия, « — населённость; пунктир соответствует распределению Больцмана.
взаимодействиям между ядрами: 1) создаваемые ядер-ными магн. моментами локальные поля приводят к расфазировке прецессии спинов в поле Я за время поперечной релаксации т2, в результате сохраняющейся макроскопич. характеристикой системы остаётся ср. значение /г; 2) взаимные «переворот» ядериых спинов, вызванные спин-стшовым взаимодействием, приводят к «забыванию» их нач. распределения по состояниям также за время ~т2. Поэтому на интервалах времени t > T2 можно считать спиновую подсистему квааиравновесной. Обычно та ~ 10~в—10~4 с оказывается миого меньше времени спин-решёточиой релаксации Ti ~ 10-а—IO3 с.
Распределение (1) сводится при этом к Больцмана распределению населённостей по уровням Jy.
nj!nk=exp[(J k—J ^fkT к].
(2)
Если спиновая система не подвергается внеш. воздействиям, оиа приходит в равновесие с решёткой, играющей роль термостата; при этом Tg — T0. Одиако при воздействии резонансного радиочастотного магн. поля с частотой о = уН, индуцирующего квантовые переходы между соседними магн. уровнями [см. Ядерный
магнитный резонанс (ЯМР)], населённости уровней постепенно выравниваются, что в соответствии с (2) означает повышение С. т. В пределе njfn, —»¦ 1 и Tt —>
—>оо (насыщение ЯМР).
Понятие С. т. обобщается также иа системы с разл. расстояниями между соседними уровнями энергии, что типично для электронного парамагнитного резонанса, ядерного квадрупольного резонанса и др. В этом случае отсутствие резонанса между разл. переходами спектра препятствует установлению квазмравиовесия с единой С. т. T9. Однаио каждой паре уровней /, к можио приписать, следуя (2), свою «парциальную» С. т. T .
При насыщении к.-л. перехода (иапр., 1 —*3 иа рис., 6) населённости этих уровней выравниваются и соответствующая С. т. Jfrla-H* оо, тогда как на др. переходах С. т. может оказаться как выше, так и ниже T0 или стать отрицательной (см. Отрицательная температура). Последнее означает, в соответствии с (2), что населённость верх, уровня больше, чем иижиего (CM. уровни
3, 2 на рис., б). Возможность состояний с отрицательной С. т. характерна для систем (не только спиновой природы), спектр энергии к-рых ограничен сверху.
Такие состояния способны к вынужденному испусканию эл.-магн. ноля, с ними связаиа работа квантовых генераторов и усилителей (см. также Лазер).
Термодинамический смысл С. т. более полно прояв-лиется в твёрдых парамагнетиках при учёте энергии спии-спиновых взаимодействий. При этом каждый уровень Jj расщепляется в квазинепрерывиую полосу шириной ~hyHL, где Hі,— ср. локальное поле. При H » Hl квазиравновесие в такой системе описывается двумя С. т.: «зеемановской» Tsz и «спин-спино-вой» Tgs. Они характеризуют соответственно распределения населённостей по уровням Jj и внутри непрерывных полос (рис., в).
Адиабатич. уменьшение поля H за время t T1 приводит к понижению С. т. В частности, при адиабатич. размагничивании до H= О получается Tt =
= T0HijIH. Адиабатич. размагничивание электронных и ядериых парамагнетиков используют для магнитного охлаждения до темп-p ниже 1К.
В магнитоупорядоченных веществах (ферро- и аити-ферромагиетиках) аналогом С. т. является эфф. темп-ра подсистемы магнонов (см. Релаксация магнитная).
Лит.: Гольдмаи М., Спиновая температура и ЯМР в твердых телах, пер. с англ., М., 1972; Ацаркик В. А.,
P од а к М. И., Температура спин-спиновых взаимодействий в электронном парамагнитном резонансе, «УФН», 1972, т. 107, с. 3; А б р а г а м А., Гольдмаи М., Ядерный магнетизм: порядок и беспорядок, пер. с англ., т. 1—2, м., 1984.
В. А. Ацаркин.
СПИНОВОЕ КВАНТОВОЕ ЧИСЛО — квантовое число, определяющее величину спина квантовой системы (атома, иоиа, атомного ядра, молекулы), т. е. её собств. (виутр.) момента кол-ва движения (момента импульса). Спиновый момент импульса « квантуется: его нвадрат определяется выражением я2 = hs(s —f— 1), где s — С. и. ч. (называемое часто просто спином). Проекция вектора s иа произвольное направление z также квантуется: для частиц с ненулевой массой S1 = Hma (где тя — магнитное спиновое число), т. е. принимает 2s -f- 1 значений. Число s может принимать целые, нулевые или полуцелые значения.
