Влияние внутренней подвижности твердых тел на высокотемпературную динамику ядерных спинов

• Автор: Попов, Михаил Александрович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Красноярск
• Количество страниц: 143 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА I. ФОРМА ЛИНИИ МАГНИТНОГО РЕЗОНАНСА
ПРИ КВАДРАТИЧНОМ ВОЗДЕЙСТВИИ ФЛУКТУАЦИЙ НА РЕЗОНАНСНУЮ ЧАСТОТУ
1.1. Общий подход
1.2. Функция релаксации и гаусс-марковский процесс
1.3. Форма линии магнитного резонанса и скорость флуктуаций
1.4. Особенности формы резонансной линии вблизи точки непрерывного структурного фазового перехода
1.5. Влияние собственно квадратичного вклада флуктуаций
ГЛАВА И. ДИНАМИКА СИСТЕМ С ТРЕХСПИНОВЫМ
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕМ, СОЗДАННЫМ
СИЛЬНЫМ РАДИОЧАСТОТНЫМ ПОЛЕМ
II. 1. Моменты формы линии во вращающейся системе координат
11.2. Спад свободной прецессии во вращающейся системе
координат
ГЛАВА III. СУЖЕНИЕ СПЕКТРОВ ЯДЕРНОГО МАГНИТНОГО РЕЗОНАНСА ОБМЕННЫМ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕМ ИЛИ ДВИЖЕНИЕМ ВО ВРАЩАЮЩЕЙСЯ СИСТЕМЕ
КООРДИНАТ В УСЛОВИЯХ “МАГИЧЕСКОГО УГЛА”
III. 1. Обменное сужение
111.2. Сужение вследствие движения
ГЛАВА IV. СПИН-РЕШЕТОЧНАЯ РЕЛАКСАЦИЯ ЯДЕРНОЙ
МАГНИТНОЙ СИСТЕМЫ ТВЕРДОГО ТЕЛА С МНОГОСПИНОВЫМИ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯМИ,
СОЗДАННЫМИ МОДУЛИРОВАННЫМ СИЛЬНЫМ
РАДИОЧАСТОТНЫМ ПОЛЕМ
IV. 1. Ядерная спиновая система в модулированном
радиочастотном поле
IV.2. Вклад в спин-решеточную релаксацию от эффективного
гамильтониана второго порядка 3’
IV. 3. Вклад в спин-решеточную релаксацию от эффективного
гамильтониана , созданного вторым полем

IV.4. Зависимость времени Т1ррр от корреляционной частоты
движения
ГЛАВА V. ЯДЕРНАЯ СПИН-РЕШЕТОЧНАЯ РЕЛАКСАЦИЯ
В КРИСТАЛЛАХ СО СТРУКТУРНЫМИ ФАЗОВЫМИ ПЕРЕХОДАМИ
V. 1. Ядерное спин-решеточное взаимодействие и релаксация
У.2. Форма “мягкой” ветви спектра кристалла и ядерная
спин-решеточная релаксация
У.З. Решеточные взаимодействия в сульфоиодиде сурьмы
У.4. Влияние пересечения “мягкой” и “жесткой” ветвей
У.5. Действие дефектов низкой концентрации на “мягкую”
подсистему кристалла
V.6. Прямой и рамановский процессы релаксации через дефекты
ГЛАВА VI. ТЕПЛОВЫЕ ФЛУКТУАЦИИ И ФОРМА ЛИНИИ
МАГНИТНОГО РЕЗОНАНСА В НЕСОРАЗМЕРНОЙ ФАЗЕ КРИСТАЛЛА
VI. 1. Линейный вклад флуктуаций
У1.2. Квадратичный вклад флуктуаций
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

ВВЕДЕНИЕ
Внутренняя подвижность в твердых телах является классической областью исследований в физике конденсированных сред. Первые доказательства ее существования были получены более ста лет назад. Обнаруженное взаимное проникновение вещества через границу контакта плотно прижатых брусков металлов объяснимо только тем, что атомы не только совершают тепловые колебания около положений равновесия (узлов), но и с некоторой вероятностью могут совершать скачки из одного узла кристаллической решетки в другой, свободный, либо в междоузлие. В целом такое движение атомов носит диффузионный характер. Это явление широко используется в различных прикладных целях: имплантация примесных ионов вблизи точки плавления матрицы при производстве полупроводниковых приборов, высокопрочная сварка в вакууме и т
С явлением диффузии тесно связана самодиффузия - взаимное перемещение атомов и молекул из одной части кристалла в другую, не сопровождаемое массопереносом. Особый вид представляет кольцевая диффузия и ее предельный случай - заторможенное вращение (реориентация молекул и молекулярных ионов в твердом теле). Реориентация связана с крутильными колебаниями молекул (либрациями) точно так же, как диффузия - с трансляционными колебаниями атомов.
Полученное представление о внутренней подвижности в твердых телах косвенно подтвердилось в 20-30 гг. при макроскопических измерениях теплоемкости и диэлектрической проницаемости. Детальное исследование на атомно-молекулярном уровне стало возможным только в 50-60 гг., когда были развиты эффективные прямые методы изучения микроскопических характеристик. К таким методам относятся спектроскопические, изучающие отклик селективно возбуждаемых в образце атомов или молекул. Среди них метод магнитного резонанса, оптические методы в видимом и инфракрасном диапазонах, в том числе метод комбинационного рассеяния света, и неупругое рассеяние нейтронов, позволяющее исследовать весь спектр элементарных возбуждений и геометрию движений. Наиболее разработанным можно считать метод магнитного резонанса, разрешение в котором значительно повышено развитыми в последнее время методами вариации радиочастотного воздействия на спиновую подсистему твердого тела [1, 2].
Уже в первых экспериментах после открытия явления магнитного резонанса выявилась высокая чувствительность формы резонансной линии к распределению и флуктуациям магнитного и электрического полей в месте расположения резонирующего магнитного момента ядра или электрона [3,4]. Обобщением теоретических исследова-

Представляется естественным предположить существование связи между наблюдавшимися особенностями спадов свободной прецессии и появлением в условиях экспериментов в гамильтониане (28) трехспиновых взаимодействий. Результаты существующих теоретических работ не дают ответа на этот вопрос: были рассчитаны [20,23,24] первый и второй моменты спектра ЯМР во вращающейся системе координат и было получено [25] при 9=9м в дважды вращающейся системе координат приближенное выражение только для одной из двух компонент намагниченности, необходимых для расчета экспериментально измеряемых спадов свободной прецессии [29,22]. Установление связи особенностей спадов свободной прецессии с трехспиновыми взаимодействиями -одна из целей настоящей работы, в которой исследуется динамика спиновой системы с гамильтонианом (28) при произвольном угле 9 [22,58-69].
II. 1. Моменты формы линии во вращающейся системе координат
Релаксация ортогональной эффективному полю компоненты намагниченности в дважды вращающейся системе координат задается корреляционной функцией
М+р) = 8р{Г(1)г}/8р{Гг}, Р=Р±1Р, (33)

через действительную и мнимую часть которой выражаются проекции намагниченности Мх(0 = 8р{г(1)1х}/8р|г)2}, Муа) = 8р{г(1)Р}/8р|р)2}. (34)
Временная зависимость операторов определена обычным образом:
I" (0 = ехрОР схр(-РЗд)
Величина Мхр) является четной функцией времени, Мур) исчезает при 9=9 вслед за и является нечетной функцией времени. Действительно, заменив в (34) I на -I, после циклической перестановки операторов под знаком шпура получаем
Му(Ч) = 8р{ра)р}/8р{1х)2|,
и, наконец, осуществив поворот на 90° вокруг оси г, не изменяющий аксиальносимметричный гамильтониан (28), находим
МУИ) = -Мур).
Поведение М+Р) на малых временах можно описать степенным рядом
МД1) = 5мп(к)п/п! ,

М„ = 8р{[»