Es importante señalar que las expresiones de los campos del espectro y (2-43) y los campos del espectro x (2-45) son identicas salvo por el signo d...

Es importante señalar que las expresiones de los campos del espectro y (2-43) y los campos del espectro x (2-45) son identicas salvo por el signo de los coeficientesB2 2 yB2 4 e igual sucede con las expresiones (2-44) y (2-46); es decir, si se cambia el signo de los coeficientes B2 2 y B2 4 lo que se produce es únicamente el intercambio de las líneas y con las x. Por tanto, se puede obtener el valor absoluto de esos coeficientes pero no se puede conocer su signo (ni siquiera relativo al de otros coeficientes) porque no sabemos si las líneas más externas corresponden al espectro y y las más internas al espectro x o viceversa. Para el ejemplo del defecto asociado al Fe3+ en un cristal de NaF, midiendo las separaciones entre las líneas externas o internas de los espectros experimentales z, xy, y y x y sustitu-yendo en las ecuaciones (2-36), (2-40), (2-44) y (2-46), se obtienen los siguientes valores de los coeficientes del hamiltoniano al primer orden: g 2,005 B0 2 139,5 (×10−4 cm−1) B2 2 92,7 (×10−4 cm−1) B0 4 0,36 (×10−4 cm−1) B2 4 −0,25 (×10−4 cm−1) B4 4 3,4 (×10−4 cm−1) Con estos valores, se pueden predecir las posiciones de las líneas de resonancia a lo largo de una variación angular completa. Esto se hace mediante un programa de ordenador que construye (para cada orientación de los defectos respecto del campo magnético) la matriz de energía, a continuación la diagonaliza obteniendo los autovalores exactos y, a partir de ellos, calcula los valores de los campos de resonancia. El resultado de ese cálculo para una variación angular desde la dirección cristalográfica [ 0 0 1 ] a la [ 1 1 0 ] se ha representado en la figura 2-17 mediante líneas discontínuas, junto con los datos experimentales (puntos). Puede apreciarse que el espectro calculado z en θ=0◦ se ajusta bastante bien a los datos experimentales, pero el espectro xy en θ=0◦ y los y y x en θ=90◦ se ajustan bastante mal a los datos experimentales. Sin embargo, se puede hacer un ajuste mediante otro programa que parte de los valores de los coeficientes calculados al primer orden y los va modificando para minimizar la diferencia entre las posiciones calculadas y las experimentales. De este modo se obtiene el conjunto de valores para los coeficientes siguiente: g 2,005 B0 2 142,0 (×10−4 cm−1) B2 2 103,0 (×10−4 cm−1) B0 4 0,36 (×10−4 cm−1) B2 4 −0,25 (×10−4 cm−1) B4 4 −2,5 (×10−4 cm−1) Con estos coeficientes modificados, la variación angular completa se corresponde muy bien con los datos experimentales como puede verse en la figura 2-18. Hay que señalar que la posición de las líneas de resonancia resulta ser la misma si se cambia el signo de todos los coeficientesBm n . Para conocer el valor absoluto de los coeficientes de primer orden B0 n, se suele realizar una medida a baja temperatura.† En la figura 2-19 se comparan los espectros medidos a temperatura ambiente y a 4,2K de iones Cr3+ en un entorno de simetría axial para los casos en queB0 2 es positivo o negativo. La separación a campo cero de los dobletes MJ =±3/2 y MJ =±1/2 es 6B0 2 ; cuando B0 2 es positivo el doblete MJ =±3/2 está situado por encima del MJ = ±1/2 y por debajo en el caso de que B0 2 sea negativo. A temperatura ambiente la población de los cuatro niveles es muy parecida y la intensidad de las tres transiciones es igual. Sin embargo, a temperatura de He líquido hay una pequeña diferencia en la población de los niveles; esto hace que la línea correspondiente a la transición entre los dos niveles inferiores sea más intensa que la correspondiente a la transición entre los dos niveles superiores. Como se ve en la figura, dependiendo del signo de B0 2 esas líneas están situadas en la zona de campo alto o bajo del espectro y se puede deducir el signo de B0 2 .