Dərslik respublikanın universitetlərinin fizika fakültələrinin tələbələri üçün "Atom fizikası"
Download 18.1 Mb. Pdf ko'rish
|
- Bu sahifa navigatsiya:
- Ё126. Maqnit rezonansı
|
Шякил 125.2.
835 halda L r və S r vektorları birinci yaxınlaşmada bir-birindən asılı olmur və ona görə də tam moment vektoru öz mənasını itirir.
r r r + = Atomun orbital maqnit və spin maqnit momenti xarici maqnit sahəsi ilə müstəqil surətdə qarşılıqlı təsirdə olduğundan, atomun maqnit sahəsi ilə qarşılıqlı təsirinin enerjisi onun orbital və spin maqnit momentlərinin hər birinin bu maqnit sahəsi ilə qarşılıqlı təsir enerjilərinin cəminə bərabər olmalıdır. Onda (125.2) düsturunun əvəzinə ( ) ( )
r r r r µ µ − − = 0
(125.12) yazmaq olar. Burada ( )
H L r r µ − – atomun L µ r orbital maqnit momentinin, ( ) H S r r µ − isə atomun S µ r spin maqnit momentinin Hr maqnit sahəsi ilə qarşılıqlı təsirinin enerjisidir. (101.15) və (102.3) ifadələrini nəzərə almaqla ( )
H M mc e H H L Lz L 2 h r r = − = − µ µ , (125.13) ( )
H M mc e H H S Sz S 2 h r r = − = − µ µ (125.14) olduğunu (125.12)-də yazsaq (
M M mc e E E S L 2 2 0 + + = h ) (125.15) olar. Buradan (
2 2 0 + = − = ∆ h )
(125.16) olduğunu nəzərə alaraq (125.5)-(125.8) ifadələrinə oxşar olaraq ∆ ν
∆M L +2 ∆M S ) ⋅ ν L
(125.17) yekun ifadəsini yaza bilərik. M L üçün seçmə qaydalarına əsasən ∆M
=0,
±1 (125.18) olmalıdır. M
üçün seçmə qaydası isə spinin saxlanması qanunu (Ё120) ilə məhdudlaşır. Belə ki, keçidlər spinləri eyni olan hallar arasında baş verə bilər, yəni ∆M S =0
(125.19) olmalıdır. Beləliklə, (125.17) düsturu ∆ ν
∆M L ⋅ ν L =+ ν L ,0,-
ν L
(125.20) şəklinə düşür ki, bu da sadə Lorens tripletidir. Deməli, güclü maqnit sahəsində spektral xətlər üç komponentə parçalanır və özü də parçalanmanın qiyməti normal Zeyeman effektindəki kimi olur. Başqa sözlə, güclü maqnit sahəsində normal Zeyeman effekti müşahidə olunur. Güclü maqnit sahəsində sadə Lorens tripletinin alınması maqnit-optik çevrilmə və ya Paşen-Bak effekti adlanır. Yəni belə demək olar ki, Paşen-Bak effekti anomal Zeyeman effektinin güclü maqnit sahəsində normal Zeyeman effektinə çevrilməsindən ibarətdir.
836
Misal olaraq güclü maqnit sahəsində natriumun dublet D–xəttinin, yəni 2S və 2P termlərinə uyğun enerji səviyyələrinin parçalanmasına baxaq. Qeyd edək ki, zəif maqnit sahəsində bu spektral xəttin parçalanması mənzərəsi 125.1 şəklində təsvir edilmişdir. Natrium atomunun 2S və 2P termlərinə uyğun olan enerji səviyyələrinin güclü maqnit sahəsində parçalanması sxemi 125.3 şəklində göstərilmişdir. Yuxarıda qeyd etdiyimiz bilmərik. Məhz buna görə də kimi, spin-orbital əlaqəsi qırıldığından biz artıq atomun tam momenti haqqında danışa 2
1/2 səviyyəsi 2 P 3/2
səviyyəsindən fərqlənmir. Belə ki, bu səviyyələrin hər ikisi indi eyni bir L=1 kvant ədədi ilə xarakterizə olunur və elektronun spini də L r -dən asılı olmayaraq yönəlmiş olur. L=1 olduqda atomun tam orbital momenti xarici ma nit sahəsinin istiqamətinə nəzərən, M q n alınan alt səviyyələr arasında icazə verilən keç L =-1,0,+1 qiymətlərinə uyğun olaraq, üç istiqamətdə yönələ bilər. Bu isə atomun orbital maqnit momenti ilə maqnit sahəsinin qarşılıqlı təsirinin enerjisi üçün üç dənə qiymət verir ki, bu da 2
səviyyəsinin 125.3 şəklində göstərildiyi kimi üç dənə altsəviyyəyə parçalanması deməkdir. Orbital maqnit momentinin hər bir yönəlməsinə uyğun olan halda isə spin maqnit momenti iki cür yönələ bilər. Bunun da sayəsində üç dənə orbital altsəviyyənin hər biri iki dənə spin alt səviyyəsinə parçalanır. Beləliklə, natrium atomunun 2
terminə uyğun olan enerji səviyyəsi güclü maqnit sahəsində 6 dənə altsəviyyəyə parçalanmış olur. 2
termi üçün
=0 olduğundan orbital maqnit momenti də sıfra bərabərdir və parçalanma yalnız spin maqnit momentinin yönəlməsi hesabına baş verir, yəni 2
enerji səviyyəsi maqnit sahəsində iki dənə altsəviyyəyə parçalanır. 2
və
2 S səviyyələrinin parçalanmasında M s 2 S 2 1 + 2 1 − 2 1 + 2 1 + 2 1 − 2 1 − 2 1 + 2 1 − +1 +1 0 0 M l 2 P M s 2 S 2 1 + 2 1 − 2 1 + 2 1 + 2 1 − 2 1 − 2 1 + 2 1 − +1 +1 0 0 M l 2 1 + 2 1 − 2 1 + 2 1 + 2 1 − 2 1 − 2 1 + 2 1 − +1 +1 0 +1 0 0 M l 2 P Шякил idlər (125.18) və (125.19) seçmə qaydalarına əsasən müəyyən edilir. Bu qaydalara uyğun olan cəmi 6 keçid alınır ki, onlar da 125.3 şəklində oxlarla göstərilmişdir. Deməli,
837 6 dənə spektral xətt olmalıdır. Lakin spinin yönəlməsi sayəsində xarici maqnit sahəsində P –halda və S–halda parçalanmanın qiyməti eyni olduğundan bu 6 xətt cüt-cüt bir-birinə qovuşaraq üç xətt verir və beləliklə, şüalanma spektrlərində triplet müşahidə olunur. Bu triplet parçalanmasının qiyməti isə (125.20) düsturu ilə təyin olunur. Qeyd edək ki, güclü maqnit sahəsində spin-orbital qarşılıqlı təsir qırılsa da, hər halda mü maqnit sahəsinə keyfiyyətcə tərif verdik. İndi isə maqnit sah əyyən qədər spin-orbital qarşılıqlı təsir qalmış olur. Lakin bu spin-orbital qarşılıqlı təsirin enerjisi atomun orbital və spin maqnit momentlərinin maqnit sahəsi ilə qaşılıqlı təsirinin enerjisindən çox kiçikdir. Ona görə də spin-orbital qarşılıqlı təsirin nəzərə alınması əlavə multiplet parçalanma verir ki, bu da Paşen-Bak effektində spektral xətlərin incə quruluşunu müəyyən edir. Yuxarıda biz zəif və güclü əsinin zəif və ya güclü olması meyarını kəmiyyətcə təyin edək. Fərz edək ki, ∆ ω
kəmiyyəti H mc e = Ω Larmor tezliyinə (Ё123) nisbətən çox böyükdürsə, yəni ( Ω<<∆ )
şərti ödənirs əsi zəif, əks halda ( Ω>>∆ ω
a uzunluğuna keçsək 2 ω
r. Dalğ 2 2 2 λ λ π λ π ω ∆ ⋅ = ∆ = ∆ c c
olar. Onda zəif maqnit sahəsi üçün 2 2 4 λ λ π ∆ ⋅
e mc H
(125.21) şərti alınır. un dublet D–xətti üçün λ =590 nm, ∆ λ =0,6 nm olduğundan (125.21) düs Ё126. Maqnit rezonansı Məlumdur ki, maqnit sahəsində atomun hər bir enerji səviyyəsi 2J+1 sayda alt səv Məsələn, natrium turuna əsasən zəif maqnit sahələri üçün H <<3,7⋅10 5 Qs alınır. Məhz buradan 10 4 Qs tərtibli maqnit sahəsində niyə mürəkkəb Zeyeman effektinin alındığı aydın olur. Hidrogenin Layman seriyasının L α xətti üçün λ =121,6 nm, ∆ λ
⋅10 -4 nm olduğundan H <<8000 Qs şərtini ödəyən maqnit sahəsi zəif hesab olunur. Balmer seriyasının H α xətti üçün λ =656 nm, ∆ λ =0,0227 nm və zəif maqnit sahəsi H <<1,1⋅10 4 Qs olur. Bu faktlardan sadə və mürəkkəb Zeyeman effektinin uzun müddət, uyğun olaraq, "normal" və "anomal" adlandırılmasının necə də uğursuz olduğu aydın görünür. Əksər hallarda mürəkkəb Zeyeman effekti müşahidə olunduğu üçün onu anomal yox, məhz normal effekt adlandırmaq düzgün olardı.
iyyəyə parçalanır (Ё118). Eyni bir səviyyənin parçalanmasından alınan bu alt səviyyələr bir-birindən J r tam moment vektorunun maqnit sahəsinin istiqaməti üzrə proyeksiyalarını təyin ən M ed
kvant ədədinin qiyməti ilə fərqlənirlər. Zeyeman effektində spektral xətlərin müşahidə olunan parçalanması (Ё125) parçalanmış müxtəlif səviyyələrin alt səviyyələri arasında kvant keçidləri nəticəsində baş verir. Eyni bir səviyyənin parçalanmasından alınan alt səviyyələr arasında spontan keçidlərin baş verməsi ehtimalı çox kiçik olub, səviyyələr arasındakı məsafənin kubu ilə düz
838 mütənasibdir. Bundan başqa bir dənə valent elektronu olan atomlar üçün belə keçidlər ∆L≠0 seçmə qaydası ilə qadağan olunmuşdur. Lakin seçmə qaydaları izolə olunmuş atomların radiasiya keçidlərinə aiddir. Məcburi, yəni xarici qüvvə sahələrinin təsiri altında baş verən keçidlər bu seçmə qaydalarının ödənmədiyi hallarda da baş verə bilər. Xarici sahənin təsiri nəticəsində kvant keçidlərinin ehtimalı da kəskin arta bilər. Sabit H r maqnit sahəsində eyni bir səviyyənin parçalanmasından alınan alt səviyyələr ara da kvant keçidlərinin də ehtimalı məhz bu cür artır. Belə ki, H sın
r maqnit sahəsinə perpendikulyar istiqamətdə dəyişən zəif maqnit sahəsi yaratdıqda hə in keçidlər hiss olunacaq dərəcədə böyük sürətlə baş verir. Bu növ məcburi keçidlərlə əlaqədar olan hadisələr və onların tədqiqi metodları maqnit rezonansı adlanır. Əvvə
m lcədən qeyd edək ki, maqnit rezonansı hadisələrinin ardıcıl kvantmexaniki öyr lan hissəciyin (elektron, atom, atom nüvəsi, mo
(126.1) Burada ħ ω –dəyişən elektromaqnit sahəsi n enerjisi, gM B H is
iyi H ri atomun elektron örtüyünün elek it rezonansı vasitəsilə çox mühüm elmi tədqiqatlar aparılır. Məsələn, atomların və
Mə ənilməsi atom sistemlərinin bir haldan digərinə məcburi keçidlərinin ehtimallarının hesablanmasını tələb edir ki, bu da kvant mexanikasının xüsusi məsələlərindən biridir. Lakin hadisənin mahiyyətini başa düşmək üçün sadə klassik mülahizələrdən istifadə edilməsi əyanilik baxımından daha məqsədəuyğundur. Çünki maqnit rezonansı hadisəsi klassik yolla qabaqcadan söylənilmiş və başa düşülmüşdür. Bu zaman alınmış nəzəri nəticələr təcrübə ilə uyğun gəlmişdir. Hadisənin əyani mənzərəsini yaratmaq üçün müasir dövrdə də klassik modellərdən istifadə edilir. Sıfırdan fərqli maqnit momentinə malik o lekul) eyni bir enerji səviyyəsinin sabit maqnit sahəsində parçalanmasından alınan altsəviyyələr arasında xarici elektromaqnit şüalanmasının təsiri altında məcburi keçidlərin baş verməsi üçün aşağıdakı rezonans şərti ödənməlidir:
ω =gM B H
nin kvantını ə intensivl olan sabit maqnit sahəsində səviyyənin Zeyeman parçalanmasının enerji vahidlərində qiymətidir (Ё125). (126.1) şərti ödəndikdə çox zaman sadəcə olaraq maqnit rezonansı adlanan paramaqnit rezonans hadisəsi müşahidə olunur. Əgər hissəciyin mexaniki və maqnit momentlə tronları tərəfindən yaranmışdırsa, maqnit rezonansı elektron paramaqnit rezonansı (EPR), atomların nüvələri tərəfindən yaranmışdırsa–nüvə maqnit rezonansı (NMR) adlanır. Maqn atom nüvələrinin maqnit momentləri təyin olunur, molekulların və kristalların quruluşunun xüsusiyyətləri öyrənilir, kimyəvi reaksiyaların kinetikası tədqiq olunur və s. (126.1) rezonans şərtini ödəyən elektromaqnit dalğasının uzunluğunu müəyyən edək. lumdur ki, elektronlar üçün M
=0,927
⋅10 -20
erq ⋅erst -1 , g=2-dir. Onda (126.1)-də H =3 ⋅10 3 erst. yazaraq elektronlar üçün sm erst erst erq s erq s sm Н gM c B
3 .
10 3 .
927 , 0 2
10 10 3 28 , 6 2 3 27 10 ≈ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ = = − h π λ (126.2) alırıq. Bu dalğa uzunluğuna ν =10
4 MHs tezliyi uyğun gəlir ki, bu da ifrat yüksək tezlik (İYT) diapazonuna aiddir.
839 Nüvə maqnetonu M nüvə =eħ/2m p c kimi təyin olunur (m p –protonun kütləsidir) və M B
Bor 38-ci ildə Rabi tərəfindən ney
126. ətdə yönəlmişdir. H B sahəsi neytral maqnetonundan təqribən 2000 dəfə kiçikdir. Ona görə də həmin maqnit sahəsində nüvə maqnit rezonansı 5 MHs tərtibli tezliklərdə baş verə bilər. Maraqlıdır ki, tarixən nüvə maqnit rezonansı daha əvvəl, 19 tral atom və ya molekullar dəstəsi vasitəsilə müşahidə olunmuşdur. Bu zaman dəstədəki atom və ya molekulların elektron örtüyünün mexaniki və maqnit momenti sıfra bərabər olmalıdır ki, bu hissəciklər üçün hər iki moment sırf nüvə momentlərindən (nüvənin mexaniki və maqnit momentləri) ibarət olsun. Rabinin təklif etdiyi molekulyar dəstələr metoduna görə neytral atom və ya molekullardan ibarət olan nazik dəstə vakuumda maqnit sahəsindən keçərək radiotezlik oblastına uyğun olan dəyişən sahənin təsirinə məruz qalır. Rabi metodu ilə maqnit rezonansını müşahidə etmək üçün istifadə olunan qurğunun sxemi 126.1 şəklində verilmişdir. Neytral hissəciklər İ mənbəyindən çıxaraq D diafraqmasından, A, B və V maqnitlərinin yaratdığı maqnit sahələrindən keçir və hissəciklərin P qəbuledicisində qeydə alınır. B maqniti bircinsli güclü H
sahəsi
yaradır. H A və H V maqnit sahələri isə kəskin qeyri-bircinsdirlər. Bu sahələrin qradientləri, hissəcikləri meyl etdirmir, lakin qeyri-bircins H Тфыщыф
Ш Ф V B P H A H V z H A ∂ ∂ x z H B В z H V ∂ ∂ Тфыщыф Ш Ф V B P H A H V z H A ∂ ∂ x z H B В z H V ∂ ∂ 1 şəklində göstərildiyi kimi, bir-birinə əks istiqam A və H V sahələrində bu hissəciklər əks istiqamətlərdə meyl edirlər. Doğrudan da, maqnit dipoluna təsir edən qüvvə (103.1) düsturuna əsasən ( )
r r µ olduğundan, bircinsli maqnit sahəsində hissəciyə qüvvə təsir etmir ( µ
n i r –maqnit sahəsinin intensivliyidir). Hər bir hissəc ktoriyası bu hissəciyin maqnit momentinin maqnit sahəsinin istiqam i üzrə proyeksiyas ın qiymətindən asılıdır. 126.1 şə iyin traye ət ın
tray Шякил ektoriya verilmişdir. V maqnitinin yaratdığı maqnit sahəsinin H V intensivliyi elə seçilir ki, H
maqnit sahəsində hissəciyin meyli onun H V sahəsindəki meyli ilə
840
kompensasiya olunsun. Aydındır ki, µ r maqnit momenti vektorunun Hr üzrə proyeksiyasının bütün qiymətləri üçün bu k mpensasiya eyni vaxtda baş verəcəkdir və bu halda P qəbuledicisinə düşən hissəciklərin ayı ən çox olacaqdır. B maqnitinin sahəsində hissəciklərin enerji səviyyələri Zeyeman parçalanmasına məruz qalır. Bu maqnitin qütbləri arasındakı boşluqda tezliyi (126.1) rezonans şərtini ödəyən dəyişən elektromaqnit sahəsi yaradılır (bu sahəni yaradan həlqə 126.1 şəklində B maqnitinin qütbləri arasında göstərilmişdir). Yüksək tezlikli bu elektromaqnit sahəsi hissəciklərin bir alt səviyyədən digərinə keçməsinə səbəb olur. Bunun da nəticəsində hissəciklərin A və V maqnitlərində meylləri maqnit momentinin maqnit sahəsi üzrə proyeksiyasının müxtəlif qiymətlərində baş verir və ona görə də bir-birini kompensasiya etmir. Beləliklə, qəbulediciyə düşən hissəciklərin sayı azalır. Təcrübələr zamanı adətən dəyişən elektromaqnit sahəsini yaradan generatorun tezliyini sabit saxlayaraq, o s
bir ə it momentinin ölçülməsidir. Müəyyən edilmişdir ki, µ kəmiyyəti M B qiymətinin ətrafında səlis dəyişdirmək praktik cəhətdən əlverişli olur. H B
intensivliyinin rezonans qiymətində qəbulediciyə düşən hissəciklərin sayı kəskin şəkildə azalır. ω və H B k miyyətlərinin məlum qiymətlərinə əsasən (126.1) düsturu tədqiq olunan hissəciklər üçün g–ni və deməli, µ –nü tapmağa imkan verir. Bu metodun dəqiqliyi ~10 - 3 % tərtibində olur. Atom dəstələrindən istifadə etməklə maqnit rezonansının mühüm tətbiqlərindən biri elektronun µ
maqn
el B Bor maqnetonu ilə üst-üstə düşmür. Belə ki, elektronun maqnit momentini B el gM 2 1 = µ
kimi yazsaq, onda Dirak nəzəriyyəsinin tələb etdiyi kimi g/2 vuruğu dəqiq
bərabər olmalı idi. Lakin bu, heç də belə olmur. Məsələn, əsas halda olan hidrogen atomları dəstəsi ilə aparılan ölçmələr nəticəsində surətdə 1-ə 11 0011596524 , 1 2 1 − = тяър g 10 20 ⋅ ±
alınır ki, bu da kvant elektrodinamikasında alınan 11 10 31 09 0011596522 , 1 2 1 =
g 1 − ⋅ ±
nəzəri qiymətlə yaxşı uyğun gəlir. Beləliklə, kvant elektrodinamikasına görə elektronun maqnit momenti ( )
el M 11 10 31 091
0011596522 , 1 − ⋅ ± = µ
olmalıdır ki, bu da elektronun anomal maqnit momenti adlanır. Molekulyar dəstələr metodunun yalnız neytral hissəciklərə tbiq edilə bilməsi onun iklə bağlı olan koordinat sist
tə istifadə olunma oblastını məhdudlaşdırır. Doğrudan da hissəc emində (yalnız bu koordinat sistemində hissəciyin maqnit dipol momenti anlayışı məna kəsb edir) qurğunun hərəkət edən maqnit sahəsi ( )
r r υ ə malik ol iotezlikli sahə sərbəst hissəciklərə 1 = elektrik komponentinə də malik olur ki, bu da sıfırdan fərqli elektrik yükün an (yəni elektroneytral olmayan ) hissəciyin güclü meyl etməsinə səbəb olur. Neytral molekulyar dəstələrdən istifadə edilməklə maqnit rezonans metodunun mühüm üstün cəhəti ondan ibarətdir ki, bu halda rad
841
(ato momentinə malik olan atomlar və ya ion mlara və ya molekullara) təsir edir. Lakin eksperiment baxımından bu metod çox çətindir və xüsusi vakuum texnikası tələb edir. Məhz buna görə də molekulyar dəstələr metodu nisbətən az tətbiq olunur. Müasir dövrdə sıfırdan fərqli nüvə və ya elektron maqnit lar daxil olan bərk cisimlərdə, mayelərdə və qazlarda maqnit rezonansını müşahidə etməyə imkan verən metodlar böyük əhəmiyyət kəsb edir. Bu metodların üstün cəhəti ondan ibarətdir ki, onlar yüksək dəqiqliyə malikdir, eksperiment baxımından xeyli sadədir və tədqiq olunan nümunə makroskopikdir. Tələb olunan əsas şərt ondan ibarətdir ki, tədqiq olunan nümunənin təşkil olunduğu hissəciklər (atomlar, molekullar, ionlar) elektron və ya nüvə maqnit momentinə malik olmalıdır. Belə nümunəni güclü sabit H r
maqnit sahəsində yerləşdirdikdə atomlar arasında baş verən toqquşmalar nəticəsində qısa bir zaman müddətindən sonra elə tarazlıq halı yaranır ki, bu halda nümunə maqnitlənm olur. Bu, elektron və ya nüvə paramaqnitizmi olduğundan metod da EPR və NMR adlandırılmışdır. Maqnit momenti sıfırdan fərqli olan ( µ ≠0) hissəciyin xarici maqnit sahəsində enerjisi onun maqnit momentinin necə yönəlməsindən asılıdır. Belə ki, maqnit momenti H iş r
istiqamətdə yönələn belə hissəciyin enerjisindən az olur. Tarazlıq halında Bolsman düsturuna i
/n =0,927 ⋅10
- 20 e =n 0 exp(-E 0 /kT)/ görə birinci qrup hissəciklərin sayı, ikincilərə nisbətən çox olacaqdır. Başqa sözlə, Zeyeman parçalanmasından alınan aşağı altsəviyyələrin məskunluğu yuxarı altsəviyyələrin məskunluğuna nisbətən böyük olacaqdır. Otaq temperaturunda (T=293 K) altsəviyyələrin məskunluqları fərqini qiymətləndirək. Bu zaman fərz edək ki, hissəciyin maqnit momenti bir Bor maqnetonuna (M B rq /erst.), maqnit sahəsinin intensivliyi isə H=5 ⋅10 3
2
altsəviyyəsində hissəciklərin sayı n 2 , aşağı E 1 səviyyəsində isə n 1 -dir. Onda Bolsman düsturuna əsasən
2 1 2 1 2 1 − ⎞ ⎛ −
kT n 1 1 exp 2 + = + = ⎟ ⎠ ⎜ ⎝ =
və buradan da 3 1 2 1 10 3 , 2 2 − ⋅ = = − kT Н М n n n B
yaza bilərik. Deməli, iki qonşu altsəviyyənin məskunluqla ının fərqi bu altsəviyyələrdən birinin məskunluğunun təqribən 0,2%-ni təşkil edir. Bu fərqin belə çox az olmasına r baxmayaraq, o, özünü makroskopik şəkildə büruzə verə bilər, çünki hər bir altsəviyyədə məskunlaşan hissəciklərin sayı çox böyükdür. Yuxarı altsəviyyədən aşağı altsəviyyəyə məcburi keçid zamanı bu altsəviyyələrin enerji fərqinə uyğun olan enerji kvantı buraxılır. Aşağı alt səviyyədən yuxarı altsəviyyəyə keçid zamanı isə radiotezlikli sahənin enerjisi udulur. Enerjinin şüalanması ilə baş verən spontan keçidlərin ehtimalı çox kiçik olduğundan onları nəzərə almamaq olar. Beləliklə, düz və tərs keçidlərin ehtimalının eyni olmasına (Ё9) baxmayaraq, nəticədə enerjinin udulması onun məcburi şüalanmasını üstələyəcəkdir. Çünki aşağı altsəviyyələrin məskunluğu böyük olduğundan radiotezlikli sahənin enerjisini uda bilən atomların sayı enerjini şüalandıra bilən atomların sayından böyükdür. Radiotezlikli sahənin ω tezliyi (126.1) rezonans şərtini ödədikdə, yəni ω L = Ω Larmor tezliyinə bərabər olduqda enerjinin udulması maksimum olur. Bu da məhz maqnit rezonansı deməkdir.
842
Aşağı altsəviyyələrdən yuxarı altsəviyyələrə keçidlərin sayının çox olması nəticəsində maqnit momentinin H r üzrə proyeksiyasının müxtəlif qiymətlərinə uyğun olan bu alts lərini dəmir qrupu elementlərinin duzlarında apa tensivliyini 50 hs ətrafında dəyişdirirlər. Radiospektroskopun sxemi 126.2 şək d alını da isə əviyyələrin məskunluqları bərabərləşməyə başlayır. Lakin ilkin tarazlıq halını bərpa etməyə çalışan relaksasiya prosesləri bu bərabərləşməyə mane olur. Ona görə də maqnit rezonansının kifayət qədər kəskin alınması üçün, radiotezlikli elektromaqnit sahəsinin periodu nümunədə istilik tarazlıq halının bərpa olunması üçün tələb olunan relaksasiya müddətinə nisbətən çox kiçik olmalıdır. Elektron paramaqnit rezonansı 1944-cü ildə E. K. Zavoyski tərəfindən kəşf olunmuşdur. O özünün ilk müşahidə rmışdır. Sonralar isə öyrənilən maddələrin əhatə dairəsi xeyli genişlənmişdir. Zavoyski öz tədqiqatlarını bir neçə desimetr uzunluqlu radiodalğalar diapazonunda aparmış və ona görə də (126.2) düsturuna əsasən H intensivliyi çox da böyük olmayan maqnit sahələrindən istifadə etmişdir. Ultraqısa dalğalar texnikasının inkişaf etməsi sayəsində EPR metodunda santimetrlik radiodalğalardan da istifadə edilməyə başlanmışdır. Müasir radiospektroskoplarda radiosiqnalın tezliyini sabit saxlayaraq maqnit sahəsinin H in lində göstərilmişdir. NS elektromaqnit sabit cərəyanla qidalanır və güclü sabit maqnit sahəsi yaradır. Bu sabit maqnit sahəsi tezliyi 50 hs olan dəyişən cərəyanla qidalanan KK sarğacları vasitəsilə modullaşdırılır. Bir neçə mm 3 həcmi olan A tədqiqat nümunəsi λ ~3 sm dalğa uzunluğuna köklənmiş R rezonatorunun daxilində yerləşdirilir. Belə uzunluğa malik olan elektromaqnit dalğaları əksetdirici klistron vasitəsilə yaradılır və F alğa ötürəni vasitəsilə R rezonatoruna verilir. Bu dalğalar A nümunəsində qismən udulduqdan sonra yenə də dalğa ötürən vasitəsilə kristallik silisium-volfram D detektoruna daxil olur, burada detektə olunur və həm də gücləndirilir. Detektoru həssas qalvanometrə birləşdirərək paramaqnit udulmanı müşahidə etmək olar. Detektordan çıxan və Y gücləndiricisi vasitəsilə gücləndirilən siqnal 126.2 şəklində göstərilməyən ossilloqrafa verilsə, udulmanı daha böyük həssaslıqla müşahidə etmək olar. Bu siqnal ossilloqrafın şaquli meyl etdirən lövhələrinə verilir, üfqi meyl etdirən lövhələr isə H maqnit sahəsinin ani dəyişmələrini fiksə edir. Nəticədə osilloqrafın ekranında A nümunəsinin paramaqnit udmasının 126.3 şəklində göstərilmiş formada udulma əyrisi r. Burada absis oxunda "sabit" maqnit sahəsinin H intensivliyi, ordinat oxun
0
J 0
Download 18.1 Mb. Do'stlaringiz bilan baham: 
|