1tom - 0508.htm
о
X at
о
систем в тв╦рдом теле. Развитие этого направления было начато в экспериментах Р. В. Паунда (R. V. Pound) и теоретич. работах А. У. Оверхаузера (A, W- Overhauser). Этот метод можно проиллюстрировать па примере парамагнетика, обладающего цол-ным моментом ионной оболочки J=l/$ и ядерным спином 1=1/Л. Уровни энергии этой системы в магн. поле
СО
/JV
">= - '/2
-'/2
562
л,-+/2
Схема уровней энергии для J ≈ */2и ' ≈ Vs в зависимости от магнитного поля дли положительного магнитного момента; vg- ≈
частоты электромагнитного излучения, вызывающего ЭПР-пе-реходы, ^п-≈частоты, возбуждающие ЯМР.
// представлены на рис, В нулевом магн. иоле связанные электронный и ядерный моменты образуют два уровня: синглет, отвечающий нулевому полному меха-ним. моменту системы ядро ≈ электронная оболочка, /С=0Т и вырожденный триплет, /С=1. В достаточно сильном магн. поле, когда зеемановская энергия магн, момента оболочки становится значительно больше энергии сверхтопкого взаимодействия (см. Сверхтонкая структура], это взаимодействие можно рассматривать как слабое возмущение. Оно приводит к расщеплению зеемановских компонент электронного дублета на два уровня, отличающихся проекцией ядерного спина т/ на направление внет, поля. Двойной электронно-ядерный резонанс (ДЭЯР) обычно исследуют в сильном магн, пояс. Экспериментально наблюдаются переходы двух типов: Ду=-}-1, Д/^0 и Д/=±1, Д/=0. Первый из них отвечает электронному парамагнитному резонансу {ЭПР), второй ≈ ядерному магнитному резонансу (ЯМР).
При измерении методом ДЭЯР устанавливают величину внеш. маги, поля, соответствующую центру линии ЭПР на заданной частоте (переходы А В' или А'В], Затем увеличивают мощность микроволнового излучения, насыщая ЭПР-переходы. При этом насел╦нность двух уровней, между к-рьши происходят переходы, выравнивается и интенсивность регистрируемого сигнала поглощения обращается в нуль. Затем прикладывают сильное радиочастотное поле на частоте, отвечающей переходам в ядерной маги, системе (АВ или А'В'} в данном магн. поле. Эти переходы вызывают изменение насел╦нности электронного уровня, отвечающего насыщенному переходу ЭПР, что приводит к появлению сигнала ЭПР. Сигнал наблюдается как в условиях насыщения, так и в условиях адиабатически быстрого прохождения линии ЯМР. Д. р. в парамагнетиках позволяет производить прямые измерения малых разностей энергии между ядерными спиновыми подуровнями.
Д> р. представляет собой полезный метод и при исследовании магнитоупорядоченных веществ с большой плотностью энергии сверхтонкого взаимодействия. В таких веществах из-за большого радиуса косвенного взаимодействия между ядерными спинами ядерная намагниченность в процессе взаимодействия вед╦т себя как классич. вектор. Поэтому в данных объектах па магпитоуиорядоченпую электронную спиновую систему действует эффективное поле Л<т>, где А ≈ константа сверхтонкого взаимодействия и <т> ≈ ср. намагниченность ядерной системы. Эффективное поле сверхтонкого взаимодействия наряду с другими
полями определяет положение линии магн. резонанса. Насыщая ЯМР, можно менять величину <т>, что отразится на положении линии маги, резонанса. Величина эффекта при этом определяется отношением эффективного поля сверхтонкого взаимодействия к полному эффективному полю. Наблюдение Д. р. в таких веществах усложнено сильной нелинейностью ЯМР. Исследование Д. р. в магнитоупорядочекных веществах с большой плотностью энергии сверхтонкого взаимодействия позволяет изучить эту нелинейность и получить много сведений о ядерной магн. системе и о е╦ релаксационных свойствах.
Метод Д. р. используют во многих экспорим. исследованиях, изучающих пары разл. взаимодействующих систем.
Лит.: СЛИКТСР Ч., Основы теории магнитного резонанса, пер. с англ., 2 изд., М., 11*81; Т у р о н К. А., 11 строи М. П., Ядерный магнитный резонанс и ферро- и антиферромагнетиках, М., 196Й. В. А, Гулин.
ДВОЙНОЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ СЛОЙ ≈ тонкий слой, сформированный двумя пространственно раздел╦нными слоями электрич. зарядов разного знака. Д. э. с. может образовываться на границе двух фаз, паир. тв╦рдого электрода и газа в газовом разряде, тв╦рдого электрода и жидкости в электролите, в плазме тв╦рдых телг а также внутри одной фазы, напр, в газообразной плаз^ ме. Пространств, разделение зарядов в Д. э. с. сопровождается появлением электрич. разности потенциалов Дф, к-рая оказывает существ, влияние на электро-кинетич. явления, на скорость приэлектродных и электродных процессов, адсорбцию и т. и.
На границе металл ≈ вакуум Д. э. с. образуется в результате смещения электронного газа за пределы положительно заряженной кристаллич. реш╦тки. В газовом разряде на границе металл ≈ газ Д. э. с. является прикатодный слой; именно такой Д. э. с. был впервые обнаружен И. Ленгмюром (t. Langmuir) в 1929. Д. э. с. в электролите образуется в результате нсск. процессов (переходом ионов из электрода в раствор и наоборот, адсорбцией, ориентацией полярных молекул) и может быть локализован непосредственно или только в тв╦рдой фазе (электроде), или только в жидкой (растворе), или ионами тв╦рдой фазы и адсорбированными иа н╦м ионами жидкой фазы.
Д. э. с. в плазме является областью с сильно нарушенной квазинейтралъностъю пда&иы; толщина его составляет иеск. дебаевских радиусов. Частица с зарядом е при прол╦те через Д. э. с. набирает энергию &=еДф, к-рая в сильных полях может во много раз превышать среднюю кинетич, энергию (темп-ру) частиц плазмы еДф^Ге, f.
Разделение зарядов в плазменном Д. э, с. носит ди-намич. характер и для существования стационарного Д. э. с. в бэсстолкновительпон плазме требуется выполнение условий Ленгмюра и Бома. Условие Ленг-мюра есть следствие баланса потоков импульса электронов и ионов, пролетающих через Д. э. с., и при еЛф > Те^ оно определяет необходимое отношение электрич. токов электронов je и ионов j[ через Д. э. с.; в системе отсч╦та, в к-рой Д.э.с. неподвижен, ]еГц =
~ У mt-/me (ro/, nig ≈ массы ионов п электронов). Тепловое движение частиц, препятствующее) дпнамич. разделению зарядов, не может помешать формированию Д. э.с., если выполнено условие Бома mev~^ ^Te-\\-Ti, где v = iejen ≈ скорость дрейфа электронов, переносящих ток (п≈плотность плазмы). Но это условие по существу совпадает с условием возникновения неустойчивости Бунемана ≈ раскачки связанных друг с другом колебаний плотности заряда электронной и ионной компонент плазмы (см. Неустойчивости, плазмы).
Развитие неустойчивости Бунемана в плазме, окружающей Д. э. с., может привести к его разрушению, если эта неустойчивость не стабилизируется внеш. влиянием, напр. электродами, расположенными рядом.
")
}
