Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 66
Текст из файла (страница 66)
Частный случай квадрупольного расщепления мессбауэровской линии ядра Гезт двухвалентного железа иллюстрируется рисунком 19.5. Величина расщепления определяется по формуле (19.15), В нее необходимо подставить значение спина возбужденного состояния ядра Гезт (Т =- 3/2). Величина тт имеет два возможных значения: 1/2 и 3/2. Учитывая это, получаем величину квадрупольного расщепления возбужденного уровня: ЬИд = И''д ( —, -) — Игсэ ( -, -) = — е дЯ.
(19.1б) гз зх гз !х ( 2' 2) (,2' 2) 2 Эта величина определяется непосредственно в эксперименте (рис. 19.5). К сожалению, экспериментально находится лишь произведение квадрупольного момента ядра 1„! и градиента электрического поля (ГЭП). Чтобы найти су, эксперименты по определению 19.4. Применение эффека2а Мессбауэра 319 сн ' чЗ!2 ЛИ;, й1!2 1!2 Изомсрт ьй Квадрупольпос сдвиг расщепление о ы м 5 й Я 1О о 15 20 . 0,2 0 0,2 0,4 Скорость, см!с . 0,4 Рнс. 19.5 Квадрупольное расщепление мессбауэровской линии Ге~~ двухва- леитиого железа 1!6~ квадрупольного расщепления ядерных уровней необходимо дополнить вычислениями ГЭП.
В основном он состоит из ГЭП, создаваемого зарядами соседних ионов, и ГЭП, создаваемого электронами не полностью заполненных несферических оболочек собственного атома. Первый вклад в ГЭП отличен от нуля в кристаллах, симметрия которых ниже кубической. В случае Гезт для двух- и трехвалентных ионов Гез~ и Гез+ градиенты электрического поля значительно отличаются. Электронная конфигурация иона Гез+ -- Зг1о с основным состоянием зР4, т.е.
из шести г2-электронов пять образуют наполовину заполненную г1-оболочку, а шестой г1-электрон создает градиент электрического поля. В этом случае вычисление ГЭП можно довести до конца. В случае же Гез+ с электронной конфигурацией Зг15 основное состояние иона — ОЯ522. Пять с1-электронов образуют наполовину заполненную оболочку со сферическим распределением заряда и, естественно, не вносят вклада в градиент электрического поля. Поэтому в данном случае наблюдаемое квадрупольное расщепление мессбауэровской линии обусловлено взаимодействием с градиентом электрического поля, создаваемым соседними ионами кристалла. Рассматривая эти ионы как точечные заряды и располагая точными рентгенографическими данными о расстояниях между ионами в кристалле, можно довольно точно вычислить ГЭП и в случае трехвалентных соединений железа.
Комбинируя результаты экспериментального исследования квадрупольного расщепления мессбауэровской линии ядра Гез" в двухва- 320 Гл. 19. Ядерный гамма-резонанс (эффекта Мессбаяэра) лентных (Гезе) и трехвалентных (Гезе) соединениях железа, удается определить квадрупольный момент ядра в самом низком возбужденном состоянии (7 = 3/2), а затем — градиент электрического поля в конкретных кристаллах. В.
Зеемановское расщепление мессбауэровской линии (магнитная сверхтонкая структура). В гл. 16 мы уже рассматривали взаимодействие магнитного момента ядра с магнитным полем на ядре, создаваемым электронной оболочкой. Это взаимодействие объясняет сверхтонкую структуру линий в спектрах атомов, обусловленных электронными переходами между уровнями не полностью заполненных оболочек. Поскольку в мессбауэровских опытах достигается очень большая разрешающая способность, можно ожидать, что удастся наблюдать магнитную сверхтонкую структуру ядерных уровней. Так же, как и в гл.
16, запишем энергию сверхтонкого взаимодействия в виде гггэ = — нтн(0) (19.17) а ее собственные значения — в виде И тг = игр, гптН(0), (19. 18) где р,„л — ядерный магнетон; пг — ядерный аналог р-фактора; Н(0)— магнитное поле, создаваемое электронной оболочкой на ядре; тг = = 7,1 — 1, ..., — 1. Согласно (19.18), каждый ядерный уровень под влиянием сверхтонкого взаимодействия расщепляется на 27+ 1 равноотстоящих друг от друга подуровней. Расстояние между соседними подуровнями составляет дреаН(0), а между самыми низким и высоким — 2пНг,„1Н(0). На рис, 19,6 иллюстрируется сверхтонкое расщепление уровней ядра Гезт.
Стрелками показаны возможные ядерные переходы. В отличие от радиочастотного ядерного магнитного резонанса (см. гл. 17), при котором совершаются переходы между соседними подуровнями, а магнитное квантовое число меняется на единицу (Ьгпг = х!), для гамма-резонанса наблюдаются переходы между двумя ядерными уровнями, каждый из которых обладает своей магнитной сверхтонкой структурой, так что оказываются возможными переходы с Ьпт~ =- О, ~ 1.
Поэтому для Гезт (рис. 19.6) в магнитной сверхтонкой структуре мессбауэровской линии должно наблюдаться шесть компонент. Сверхтонкое расщепление (19.18) содержит ядерный магнитный момент и магнитное поле Н(0) электронной оболочки. Их нельзя определить раздельно только лишь из мессбауэровского эксперимента. Ситуация аналогична случаю квадрупольного расщепления, которое определяется квадрупольным моментом ядра и градиентом электрического поля. Однако в случае магнитного сверхтонкого взаимодействия положение более благоприятно: во-первых, можно приложить внешнее магнитное поле и измерить изменение расщепления, а во-вторых, мессбауэровские эксперименты можно дополнить изучением ядерного магнитного резонанса, который дает сведения о магнитном моменте 82! !9.4. Применение эффектна Мессбауэра +3!2 г% э1/2 -1!2 3!2 1/2 +! 12 Изомерпый Магнитное дипольное сдвиг расщепление .
961 90 Ь 86 б .в 82 о о О, о — 1.2 — 0.8 — 0,4 0 0.4 0,8 1.2 Гкоросгь. слус Рис. !9.6. Магнитное сверхтонкое расщепление ядерных уровней и мессбауэ- ровской линии Ре~~ (16) ядра в основном состоянии. Зная магнитный момент ядра в основном состоянии, можно по сверхтонкому расщеплению мессбауэровской линии определить магнитное поле на ядре Н(0) и магнитный момент ядра в возбужденном состоянии. О природе магнитного поля на ядре мы уже говорили в гл.
16. Там упоминались два различные вклада в эффективное поле на ядре: поле Нш создаваемое орбитальным моментом электронной оболочки, и поле Нэ, создаваемое дипольным взаимодействием ядра со спинам собственного атома. Отметим еше один механизм, вносящий вклад в эффективное поле на ядре. Речь идет о контактном взаимодействии Ферми, о непосредственном взаимодействии з-электронов с ядром. Эта часть эффективного магнитного поля на ядре записывается в виде Н =- 3 рв~ [р.г(0) — р.т(0)1 (19. 19) в где рнт(0), р„т(0) — плотность на ядре э-электронов и-й оболочки со спинами, направленными параллельно и антипараллельно внешнему магнитному полю (или вектору намагниченности в магнитоупорядоченном кристалле). Даже для э-оболочки, заполненной полностью, различие р„1(0) и р„т(0) существует, если атом имеет частично заполненную оболочку (Зс! или 41).
Обменное взаимодействие с(-электронов со спинам вверх и .э-электрона со спинам вверх приводит к притяжению, а в случае з-электрона со спинам вниз — к отталкиванию. В результате рн1(0) и р„1(0) оказываются различными и создается поле, обусловленное контактным взаимодействием Ферми. 11 Е.С. Боровик в др. 322 Гл.
19. Ядерный гамма-резонанс (эффекта Мессбаиэра) Отметим, наконец, что хорошо разрешимая магнитная сверхтонкая структура мессбауэровского спектра обычно наблюдается лишь в магнитоупорядоченных (ферро-, ферри- или антиферромагнитных) веществах. Хотя поле на ядре создается электронными оболочками собственного атома, при магнитном разупорядочении сверхтонкая структура гамма-резонанса исчезает. Последнее обусловлено тем, что в парамагнитных кристаллах время спин-решеточной релаксации как правило намного короче, чем время т жизни возбужденного состояния ядра. Поэтому за время т эффективное поле на ядре в случае магнитонеупорядоченных (парамагнитных) кристаллов усредняется так, что его среднее значение равно нулю.
Однако это не обязательное правило. Так, например, удалось наблюдать сверхтонкую структуру мессбауэровского спектра Везт, введенного в диамагнетик А1зОз [16, 248). 9 19.5. Экспериментальные методы исследования эффекта Мессбауэра Современные установки для изучения резонансного поглощения гамма-квантов в твердом теле внешне мало похожи на первую установку Мессбауэра. Однако принципиальная схема постановки опыта и основная методическая идея Мессбауэра о модуляции энергии излучаемых (поглощаемых) гамма-квантов с помощью доплеровского смещения, обусловленного движением с заданной скоростью источника относительно поглотителя (см. Э 19.3), используются и во всех нынешних мессбауэровских спектрометрах.
Последние различаются лишь способом осуществления доплеровского сдвига энергии линии излучения относительно линии поглощения. Все известные мессбауэровские спектрометры можно разбить на две большие группы: спектрометры, работающие в режиме постоянных скоростей; спектрометры, работающие в режиме переменных скоростей. В спектрометрах первого типа относительное движение источника и поглотителя происходит с постоянной, строго фиксированной скоростью; измеряется число гамма-квантов, прошедших через поглотитель. Затем скорость относительного движения изменяется на небольшую величину и снова измеряется число прошедших гамма-квантов. Таким образом по точкам восстанавливается весь мессбауэровский спектр.
В спектрометрах второго типа движение источника относительно поглотителя осуществляется со скоростью, изменяющейся во времени, например, линейно (параболическое смещение). В этом случае доплеровский сдвиг меняется от нулевого до максимального в течение одного цикла, и следовательно, за один цикл перемещения может быть полностью записан весь спектр. В таких спектрометрах необходимо использовать многоканальные анализаторы импульсов: каждый из большого числа каналов регистрирует импульсы, обусловленные прошедшими гамма-квантами, в момент достижения определенной скорости ц„. !9.5.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
