Мессбауэровские релаксационные спектры

Рассматриваемые до сих пор релаксационные модели предполагали, что случайная флуктуация остается диагональной по /п/ до и после релаксационного события. Это означает, что энергия ядерного состояния т/) может являться случайной функцией времени, но это состояние остается чистым. Именно поэтому решение релаксационной задачи можно получить в приближении, когда поведение каждого фиксированного мессбауэровского перехода рассматривается отдельно и затем производится наложение релаксационных спектров для каждого независимого перехода. Это весьма ограничивающее предположение несправедливо, когда сверхтонкое взаимодействие [c.471]

Можно ожидать, что это условие будет выполняться в диамагнитных веществах с малой концентрацией парамагнитных центров. Если при этом парамагнитные центры находятся в -состояниях (с орбитальным моментом, равным нулю), то и влиянием модуляции электрических полей на электронные спины можно пренебречь. Отметим, что для парамагнетиков с большим атомным моментом время спин-спиновой релаксации может быть велико и при высокой концентрации спинов [119—121]. Таким образом, не существует принципиальных ограничений для наблюдения ядерного эффекта Зеемана и в парамагнетиках без наложения внешнего поля. Общая теория сверхтонкой структуры мессбауэровских спектров в парамагнетиках при произвольной температуре, последовательно учитывающих все релаксационные процессы, развита в работе Афанасьева и Кагана [119]. [c.72]

СОСТОЯНИЯМ, заселенным при температуре эксперимента статистический вес каждого спектра определяется распределением Больцмана. Когда времена релаксации по порядку величины сравнимы с уь, а кТ — с магнитным расщеплением ионных уровней, в мессбауэровских спектрах ферримагнитных соединений могут проявляться релаксационные явления. Для некоторых ферримагнетиков такие релаксационные явления уже наблюдались [45, 46]. [c.355]

Их измерения намагниченности показывают, что ионы Оу остаются парамагнитными при температурах вплоть до - -4,5° К, где они антиферромагнитно упорядочиваются. Мессбауэровские спектры поглощения, полученные при 4,2 и 20° К, оказались практически одинаковыми, и их полное расщепление совпадает с расщеплением, полученным для металлического Оу при магнитном насыщении. Спектры, найденные при температурах вплоть до 50° К, соответствуют заселению лишь нижнего крамерсовского дублета. Спектры, полученные в диапазоне температур от 50 до 140° К, оказываются очень сложными из-за наложения нескольких спектров, соответствующих различно заселенным штарковским уровням с релаксационными эффектами между уровнями внутри каждого крамерсовского дублета. [c.381]

Парамагнитная сверхтонкая структура имеет точно определенный смысл только в том случае, когда электронные флуктуации оказываются достаточно медленными, чтобы обеспечить статическое неисчезающее сверхтонкое взаимодействие с ядром. Более быстрые флуктуации этих полей сверхтонкого взаимодействия могут существенно изменить статические уровни сверхтонкой структуры [2] и таким образом повлиять на экспериментально наблюдаемые мессбауэровские спектры. При общем рассмотрении релаксации и мессбауэровской спектроскопии следовало бы учитывать все флуктуации каждого типа поля, в котором находится ядро. Однако это выходит за рамки данной главы, которая предполагается как введение к флуктуациям , полезное для химиков. Основное внимание почти полностью будет уделено парамагнитным эффектам, что поможет иллюстрировать типичную область релаксационных явлений обобщение рассмотренных вопросов, касающихся релаксации, может применяться и в более сложных случаях. [c.437]

Статические взаимодействия в твердых телах, приводящие к определенным состояниям ионов железа и редкоземельных элементов в кристаллическом поле (поле лигандов), кратко рассматриваются в разд. 1,Б, а соответственно процессы релаксации, воздействующие на эти уровни, обсуждаются в разд. 1,В. Модели, объединяющие эти эффекты для описания мессбауэровских спектров в парамагнетиках, рассматриваются в разд. 1,Г разд. 1,Д посвящен обзору экспериментальных данных по парамагнитным ионам в разд. 1,Е представленные ниже результаты, обширная литература по ЭПР и обобщения, касающиеся релаксационных явлений, используются для создания общей картины, чтобы наметить возможные области будущих исследований. [c.438]

Сначала рассмотрим случай, когда энергии сверхтонкого взаимодействия меньше энергий спин-спиновых взаимодействий, описываемых гамильтонианом 88 [уравнение (11.41)]. Обычный релаксационный процесс (сохраняющий энергию, когда спины одинаковы) состоит из индуцируемого 51+5г- взаимного опрокидывания спинов соседних ионов. Если дублет расщеплен локальным или внешним полями, может индуцировать прямую релаксацию способом, подобным рассмотренному в снин-решеточной релаксации. Аналогом фонона, который необходим для сохранения энергии, является, очевидно, соседний переворот спина. В случае прямого процесса для дублета > мы требуем (+ I 5+ —) 0. Непрямая спиновая релаксация также существенна, особенно когда (Н- 5+ —> = О [32]. В обоих случаях спиновая релаксация сильно зависит от концентрации. Оператор не зависит от температуры, но с изменением температуры меняются заселенности уровней кристаллического поля. Если преобладает непрямая спиновая релаксация, то ожидается типичная экспоненциальная зависимость от температуры, когда Т по порядку величины соответствует энергии первого возбужденного уровня. Суммарный результат для релаксации + ) - —-) в дублете основного состояния тот же самый как для спин-спиновой, так и для спин-решеточной релаксации, и полные расчеты влияния этого типа релаксации на мессбауэровские спектры будут приведены в разд. 1,Г. [c.458]

Квантовомеханическую релаксационную функцию для мессбауэровского спектра можно вывести, следуя методам Блюма [68], Вегенера [70] или Брэд- [c.468]

Процесс испускания обсуждался Вегенером [70], который при учете релаксации использовал другой метод теории возмущений. Вегенер описывает влияние электронной релаксации на мессбауэровские спектры высокоспинового Ре + при наличии внешнего поля, поляризующего спины. Быстрые релаксационные переходы между уровнями (г А/к) приводят к больцмановскому распределению заселенности уровней, и ядро чувствует поле, пропорциональное индуцированному в парамагнетике моменту. Эта картина подобна ситуации в магнитно-упорядоченных средах. Макроскопическое больцмановское распределение по уровням будет сохраняться в большинстве экспериментальных условий, но микроскопическая скорость спиновых флуктуаций в такой системе начнет влиять на мессбауэровские спектры, когда т-1 А/к. [c.472]

Парамагнитная СТС при низких температура менее 50 К была рассчитана в приближении спинового гамильтониана для почти точного значения ромбической симметрии кристаллического поля для расщепления электронных уровней спина Ре + D = 0,153 см и отклонения от кубической симметрии А = E/D =1/3. При таких параметрах электронные состояния смешиваются с ядерными, однако наложение слабого магнитного поля Яех = 0,06 Тл, меньшего, чем кристаллическое, но большего, чем электронно-ядерное взаимодействие, приводит к симметризации СТС и упрощению расчета. Выше температур 50 К включается спин-решеточная релаксация. Расчет мессбауэровских спектров ведется с помощью релаксационного супероператора, определяющего динамику объединенной электронно-ядерной системы, характеризуемой матрицей плотности [26]. В случае, если мессбауэровские спектры формируются в результате ядерных переходов в пределах отдельных электронных [c.480]

Очень хорошее согласие теоретических расчетов релаксационных спектров с экспериментальными данными Обеншэйна и других недавно было получено в работе Бойля и Габриэля [81] (рис. 11.17). Экспериментальные точки представляют данные Ок-Риджской группы, а сплошная кривая — результат теоретического расчета, использующего модель Андерсона. Сущность теоретического подхода заключается в том, что релаксация между электронными зеема-новскими состояниями I Aig) мессбауэровского иона непосредственно вычисляется через параметры гамильтониана спин-спинового взаимодействия [уравнение (11.42)]. Этот метод можно пояснить следующим образом. Электронное состояние мессбауэровского иона обозначается Ма), где Ма = /г, /г, [c.479]

Расширяется круг доступных технологу тонких физических методов. Кроме традиционных дифракционных методов (рентгено- и электронография) применяют нейтронографию, мессбауэрографию, появились. методы каналирования тяжелых частиц и электронов Работы по изучению минеральных веществ и продуктов переработки невозможны без исследования их электронных и колебательных спектров. Развиваются новые спектральные методы, растет их значение. Вслед за эмиссионной и абсорбционной рентгеновской спектроскопией получили развитие электронная рентгеновская спектроскопия и ее раздел — оже-спектроскопия, которые открывают новые возможности изучения процессов и веществ. Ценную химическую информацию дает мессбауэровска (ядерная 7-резонансная)" спектроскопия, которая во многих научных центрах становится рядовым, широко применяемым методом. Достижения радиоспектроскопии (электронный парамагнитный и ядер-ный магнитный резонанс, в том числе в релаксационном варианте) обеспечивают возможность изучения жидких и твердых веществ почти всех элементов периодической системы. Давно используются магнитные измерения. Все чаще привлекается масс-спектрометрия. [c.200]

Рассмотрим теперь вкратце влияние нестационарных магнитных полей на относительную интенсивность спектральных линий в случае комбинированного магнитного и электрического сверхтонких взаимодействий [119, 123]. Пусть, например, из-за релаксационных процессов величина магнитного поля на ядре скачком меняется с +/г на —Н. Если предположить, что направление магнитного поля с точностью до знака совпадает с направлением оси градиента электрического поля, то такие флуктуации не вызовут переходов между ядерными подуровнями [123]. Если частота флуктуации магнитного поля мала по сравнению с частотой прецессии ядерного спина в поле /г , то картина расщепления будет соответствовать рис. 1.30,а, а относительные интенсивности компонент для изотропных поликристаллических образцов определятся выражением (1.147). С другой стороны, если частота флуктуаций поля Л много больше частоты прецессии ядерного спина, то ядра чувствуют некоторое среднее значение поля ко, которое равно нулю в случае вырожденного состояния электронной оболочки иона. При этом сверхтонкая структура спектра обнаруживает чистый дублет (переход /г -> /г), т. е. спектр становится квадрупольным (рис. 1.30, ), с равной интенсивностью обеих линий. Как уже указывалось выше (рис. 1.29), в мессбауэровском спектре поглощения одна из линий квадрупольного дублета соответствует переходам /г -> V2, а вторая — переходам /г -> V2, TV2 -> V2. Частота прецессии ядерного спина I = /г с /и = /г втрое больше частоты прецессии ядерного спина / = /2 с т = /г. Отсюда следует, что при уменьшении среднего значения поля Ъо на ядре скорость группировки линий магнитной структуры, соответствующей переходам /г и /2 2, +V2 -> /2, около положений двух линий чисто квадрупольного спектра будет различной. Учитывая конечную ширину спектральных линий, получаем, что в некотором интервале величин средних полей йо (а следовательно, частот флуктуаций поля Н) интенсивности линий в наблюдаемом спектре перестанут подчиняться выражениям (1.147) и (1.148). При этом линии, соответствующие переходам dьV2 V2, -> Уг, быстрее, чем для перехода /2 V2, группируются с уменьшением ко около их центра тяжести (положение которого определяет одну из линий квадрупольного спектра). В результате возникает различие в пиковой величине двух компонент квадрупольного расщепления при равенстве площадей под обеими пиками. Поскольку флуктуирующие [c.80]

Если время релаксации, соответствующее переходу между двумя подуровнями, мало (по сравнению с обратной ларморовской частотой сверхтонкого взаимодействия), то среднее значение Нек равно нулю и в мессбауэровских экспериментах магнитного сверхтонкого расщепления не наблюдается. Если время релаксации достаточно велико, наблюдается полный спектр, соответствующий Hett. Более подробно релаксационные явления обсуждаются в разд. II, В. [c.352]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология