Ваш браузер устарел. Рекомендуем обновить его до последней версии.

 

 

 

 

 

 

 

 

Яндекс.Метрика

Рейтинг@Mail.ru

МАГНЕТИЗМ И ОСНОВЫ МЕССБАУЭРОВСКОЙ СПЕКТРОСКОПИИ

Соболев А.В., Пресняков И.А.

 

3. Сверхтонкие взаимодействия

3.6. Магнитная сверхтонкая структура мессбауэровских спектров

Как было отмечено в предыдущем параграфе, взаимодействие ядра с магнитным полем приводит к расщеплению ядерного уровня со спином I на (2I + 1) невырожденных зеемановских подуровней, расстояние между которыми равно ΔEM. Если величина зеемановского расщепления превышает ширину мессбауэровской линии (2Г), в мессбауэровском спектре будет наблюдаться магнитная сверхтонкая структура, компоненты которой соответствуют γ-переходам между зеемановскими подуровнями возбужденного (Iв) и основного (Iо) состояний ядра. Число компонент в результирующем спектре будет равно числу соответствующих переходов, разрешенных правилами отбора по магнитному квантовому числу:

ΔmI = 0, ±1,    (68)

где ΔmI ≡ (mIВ - mIО) – разница значений магнитных квантовых чисел ядра в возбужденном (mIВ) и основном (mIО) состояниях.

Ранее было отмечено, что исследуемым веществом может быть как источник γ-излучения, так и резонансный поглотитель. В дальнейшем для определенности будем полагать, что магнитное сверхтонкое взаимодействие исследуется в поглотителе, а линия испускания источника представляет собой одиночную линию без сверхтонкой структуры (eq = 0; Hст = 0). В этом случае каждый поглощенный исследуемым веществом γ-квант соответствует определенному переходу с некоторого магнитного подуровня основного состояния ядра на подуровень возбужденного состояния.

В качестве примера рассмотрим случай γ-перехода между ядерными состояниями с IВ = 3/2 (gВ > 0) и IО = 1/2 (gО < 0), расщепленными под действием магнитного сверхтонкого поля (gВ и gО – ядерные g-факторы для возбужденного и основного состояний, соответственно). Данный случай соответствует одному из наиболее популярных мессбауэровских изотопов 57Fe. Схема зеемановских подуровней и разрешенные правилами отбора (68) переходы между этими подуровнями показаны на рисунке (рис. 39). Поскольку магнитное сверхтонкое расщепление симметрично относительно энергии нерасщепленного уровня, оно не приводит к смещению центра мессбауэровского спектра. Если энергию нерасщепленной мессбауэровской линии принять за начало отсчета, для энергий отдельных компонент магнитной сверхтонкой структуры находим:

E(mIВ, mIО) = EM(mIВ) - EM(mIО) = (gOmIО - gBmIВЯH.    (69)

Рис. 39. Магнитное расщепление ядерных уровней и разрешенные энергетические переходы для изотопа 57Fe.

Рис. 39. Магнитное расщепление ядерных уровней и разрешенные энергетические переходы для изотопа 57Fe.

 

С помощью выражения (69) можно рассчитать положения компонент зеемановской сверхтонкой структуры (рис. 40) для разных значений g-факторов основного (gО) и возбужденного (gВ) состояний, а также величину сверхтонкого магнитного поля (Нст). Можно показать (см. задачу 2), что расстояния между компонентами (в единицах скорости или в энергетических единицах) определяется произведениями gОHст и gВHст. Таким образом, зная для данного мессбауэровского нуклида значения gО и gВ, можно по положению компонент зеемановской структуры определить величину сверхтонкого магнитного поля.

Рис. 40. Мессбауэровские спектры (зеемановские секстеты) изотопов 57Fe и 119Sn при наличии магнитного дипольного взаимодействия.

Рис. 40. Мессбауэровские спектры (зеемановские секстеты) изотопов 57Fe и 119Sn при наличии магнитного дипольного взаимодействия.


В завершении этого параграфа отметим, что компоненты магнитной зеемановской структуры всегда располагаются эквидистантно по отношению друг к другу: Δv12 = Δv23 = Δv45 = Δv56 (рис. 40). При этом отношение (k) расстояний между крайними (Δv16) и внутренними (Δv34) компонентами будет определяться только лишь типом мессбауэровского изотопа, точнее его g-факторами основного и возбужденного состояний:

k = Δv16/Δv34 = (3|gВ| + |gO|)/(|gO| - |gВ|).    (70)

Воспользовавшись этим выражением, а также приведенными в таблице 1 значениями g-факторов, можно показать, что для нуклидов 57Fe: k = 6.33 и 119Sn: k = 2.01. В соответствие с этими значениями мессбауэровские спектры изотопов 57Fe и 119Sn имеют характерные особенности: в случае зеемановского секстета ядер 119Sn внутренние линии (v3,4) значительно более разнесены друг от друга по сравнением со случаем зеемановской структуры ядер 57Fe, для которой все шесть компонент располагаются практически эквидистантно во всем диапазоне скоростей от {–v1 до +v6} (рис. 40).

 

Таблица 1. Ядерные магнитные характеристики изотопов 57Fe и 119Sn.
Изотоп Ядерное состояние I g μ (βЯ)
57Fe Возбужденное (IВ) 3/2 -0.10353(3) -0.15532(4)
Основное (IО) 1/2 +0.18121(2) +0.090604(9)
119Sn Возбужденное (IВ) 3/2 +0.422(12) +0.633(18)
Основное (IО) 1/2 -2.0922(6) -1.04

 

3. Сверхтонкие взаимодействия.

3.7. Интенсивность переходов между зеемановскими подуровнями

 

Данная публикация подготовлена по материалам учебных пособий: 

Соболев А.В., Пресняков И.А. Магнетизм и основы мессбауэровской спектроскопии. Часть I. Природа эффекта Мессбауэра. Электрические сверхтонкие взаимодействия. Учебное пособие. — Отдел печати Химического факультета МГУ Москва, 2011. — С. 45.

Соболев А.В., Пресняков И.А. Магнетизм и основы мессбауэровской спектроскопии. Часть II. Магнитные характеристики ультрамалых частиц. Магнитные сверхтонкие взаимодействия. — Отдел печати Химического факультета МГУ Москва, 2014. — С. 43.

Политика cookie

Этот сайт использует файлы cookie для хранения данных на вашем компьютере.

Вы согласны?