Изучение анизотропного сверхтонкого взаимодействия в парамагнитных кристаллах методом гамма-резонансной спектроскопии

• Автор: Чуев, Михаил Александрович
• Шифр специальности: 01.04.01
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 88 c. : ил

Глава I. Исследование СТС мессбауэровских спектров
ядер Ре в парамагнетиках
1.1 Особенности проявления СТС мессбауэровских спектров в парамагнетиках
1.2 Спиновый гамильтониан для парамагнитного
иона Ре3+
1.3 Механтаы релаксации электронного спина
1.4 Обзор экспериментальных работ
Глава II. Методика проведения измерений и обработки
экспериментальных результатов
П.1 Методика эксперимента
П.2 Методика приготовления образцов
П.З Обработка экспериментальных результатов
на ЭВМ
Глава III. Влияние слабых магнитных полей на СТС мессбауэровских спектров парамагнитного монокристалла ■£//?&: £е3+
Ш.Х Введение
Ш.2 Стабилизация спектра изотропного дублета
в слабых внешних магнитных полях
1.3 Влияние поперечных компонент СТВ
Ш.4 Проявление электронного зеемановского
взаимодействия в спектрах СТС и его зависимость от величины и направления внешнего магнитного поля
Ш.5 Роль слабых хаотических магнитных полей в
формировании СТС спектра анизотропного дублета
Глава IV. Анизотропия магнитного СТВ и спин-решеточная релаксация иона Ре3+ в метмиоглобине
1У.1 Введение

ІУ.2 Теоретическая модель анизотропии СТВ и спин-решеточной релаксации иона Ре^+ в метмиоглобине
ІУ.З Зависимость спектров СТС иона Ре^+ в метмиоглобине от направления внешнего магнитного поля
ІУ.4 Температурная зависимость мессбауэровских
спектров метмиоглобина
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

В последнее время появился ряд работ /1-11/, посвященных исследованию зависимости сверхтонкой структуры (СТС) мессбауэровс-ких спектров в парамагнетиках от внешнего магнитного поля. Большой интерес к этим исследованиям объясняется следующими обстоятельст вами. При испускании (поглощении) мессбауэровских -квантов ядрами парамагнитных ионов, наряду с изменением состояния ядра, в общем случае может произойти и изменение состояния электронной оболочки. Если при этом на ион действует магнитное поле, то изменение зеемановской энергии электронной оболочки находит свое отражение в спектрах СТС.
Это физическое обстоятельство влечет за собой по меньшей мере два нетривиальных следствия.
Первый класс явлений может быть условно назван "эффектом стабилизации" /1,2/, суть которого сводится к следующему. Даже в отсутствие внешнего магнитного поля на парамагнитный ион действуют слабые хаотические магнитные поля ( Нг а I - 10 Гс), источником которых являются магнитные моменты соседних ядер и ионов.
В результате спектр СТС (или его часть) оказывается "размытым" хаотическими полями. Если поместить образец в магнитное поле Н 100 Гс, когда энергия зеемановекого взаимодействия электронной оболочки с этим полем становится много больше энергии сверхтонкого взаимодействия , то чувствительность к хаотическим полям исчезает и ранее размытый спектр предстает в виде четкой структуры. Внешнее магнитное поле образует такую систему уровней, в которой разрешенными месебауэровскими переходами являются переходы без изменения состояния электронной оболочки, и зеемановское расщепление в спектрах СТС проявиться не может.
Второй класс явлений относится к возможности "прямого" наблюдения электронного зеемановекого расщепления в спектрах СТС.
линий спектра, причем с увеличением поля -линии смещаются в сторону больших абсолютных значений скоростей. Полученное в этих измерениях максимальное расщепление спектра (Рис. 11,6) в терминах эффективного магнитного поля на ядре соответствует полям,
прев ы шающим величину І06 Гс (!) для ядер
По мере роста величины внешнего поля интенсивность -линий падает, и в поле Н ^200 Гс (Рис. II,в) происходит "охлопывание" парциального спектра одного из анизотропных дублетов. В данном случае общее расщепление этого спектра будет уже определяться малыми компонентами тензора Л/'а?
Интересно, что зависимость положения г?-линий от величины внешнего поля % представленная на Рис.12, для обеих серий спектров (Рис. 10 и II), хорошо описывается формулой:
£= /7^ 7 " ш-7)
где положение несмещенных крайних линий спектра, а /> - некоторая константа (для спектров на Рис. 10: £ - 0,070 мм/с /Гс,
а для спектров на Рис. II: / = 0,078 мм/с /Гс).
Результат, представленный формулой (Ш.7), отражает сложный процесс формирования -линий и имеет место лишь при наличии достаточно "сильных" хаотических магнитных полей в кристалле.
Ш.5. Роль слабых хаотических магнитных полей в формировании СТО спектра анизотропного дублета
Рассмотрим дублет с резко анизотропными -тензорами, и предположим для определенности, что