takya.ru страница 1страница 2
скачать файл


КАЗАНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

ЗЕЛЕНОДОЛЬСКИЙ ФИЛИАЛ

___________________________________________________________

ЛАБОРАТОРНЫЙ ПРАКТИКУМ ПО КУРСАМ


АТОМНАЯ И ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА


Эффект Мёссбауэра

Зеленодольск 2007

Печатается по решению учебно-методической комиссии Зеленодольского филиала КГУ
УДК 537.635; 537.611.43

Методическое пособие к лабораторным работам по атомной и ядерной физике «Эффект Мёссбауэра». Зеленодольск , 2007.

Данное методическое пособие предназначено для студентов третьего курса физико-математического факультета Зеленодольского филиала КГУ, специализирующихся по радиофизике. В нем изложены основы теории, описание установки и методика выполнения лабораторной работы по изучению эффекта Мёссбауэра. Макет лабораторной установки разработан в НИИ Ядерной физики МГУ им. М.В.Ломоносова.

Составители: доц. Изотов В.В. (ЗФ КГУ)

доц. Аникеенок О.А. (ЗФ КГУ)

Дыганов А.Г (ЗФ КГУ)

Рецензент: проф. Садыков Э.К.

(Кафедра физики твердого тела КГУ)
Оглавление

Гл I Физика явления. 4


    1. Резонансное поглощение. Случай свободных атомов. 4

    2. Испускание гамма-квантов без отдачи ядра в твердых телах.
      Эффект Мессбауэра. 6


Гл II Мессбауэровский спектрометр. 9
Гл III Мессбауэровские спектры. 12

    1. Форма линии мессбауэровсого спектра. 12

    2. Сверхтонкая структура мессбауэровских спектров 57Fe. 13

3.3.1. Изомерный сдвиг. 14

3.3.2 Квадрупольная структура. 17

3.3.3 Магнитная структура. 17
Гл IV Учебный лабораторный комплекс
Мессбауэровский спектрометр (УЛК МС). 21


    1. Приборная часть. 21

      1. Спектрометр-модель. 21

      2. Программно-компьютерное обеспечение. 22

        1. Основные режимы работы многоканального анализатора импульсов. 22

        2. Описание экрана компьютера. 24

        3. Меню программы. 25

    1. Экспериментальное изучение сверхтонких взаимодействий. 26

      1. Настройка гамма-тракта и набор амплитудного спектра. 26

      2. Набор мессбауэровских спектров. 28

      3. Математическая обработка мессбауэровских спектров. 29


Гл V Задание. 33

    1. Общие указания по методике записи и обработки спектра. 34

    2. Порядок выполнения работы. 34


Литература. 37

Гл I Физика явления.


    1. Резонансное поглощение. Случай свободных атомов.

Резонансное поглощение излучения состоит в том, что если имеются две одинаковых среды, одна из которых излучает энергию колебательного движения, то излучение, попадающее во вторую среду, ею поглощается, при этом вторая среда сама становится источником излучения.

Примером этого явления могут служить два камертона, настроенные в резонанс, т.е. имеющие одинаковую собственную частоту (акустический резонанс), или два одинаковых атома (резонансное поглощение света). Именно этот эффект наблюдал в 1904 году Р.Вуд.

Выбрав в качестве источника света возбужденные пары натрия, он выделил желтую линию и направил на объем с парами натрия, в результате чего объем стал светиться желтым светом, испуская излучение во все стороны, другими словами, атомы натрия поглотили излучение с данной длиной волны. Поглотив квант излучателя ħ с большой эффективностью в силу совпадения уровней энергии поглотителя и излучателя, атомы поглотителя возбудились на тот же уровень, что и у атомов излучателя и сами стали излучать такие же кванты

Рис 1. Резонансное поглощение кванта излучения.


Переходы между уровнями энергии в ядре приводят также к излучению или поглощению квантов электромагнитного излучения, но уже большой энергии, называемых гамма-квантами. Естественно было бы ожидать явление резонансного поглощения и для гамма-квантов, однако долгое время наблюдать это явление не удавалось.

Причина состояла в следующем: как при излучении, так и при поглощении происходит явление отдачи, когда определенная часть энергии ЕR передается ядру, в результате испущенный квант оказывается меньше энергии перехода. Такой квант уже не сможет быть поглощен поглотителем, если линии испускания и поглощения не перекрываются (или перекрываются слабо). Для оптической области смещение линий излучения и поглощения оказывается незначительным по отношению к ширине линий, и резонансное поглощение наблюдается. Для -квантов перекрывание линий практически отсутствует и резонансное поглощение для свободных атомов, как говорилось выше, не наблюдалось.

Рассмотрим более детально этот процесс.

Как упоминалось, излучатель (атом, ядро), в силу закона сохранения импульса, всегда испытывает отдачу при испускании кванта. В результате, если излучатель свободен, то он приобретает кинетическую энергию ЕR , а вылетающий квант ровно на такую же величину теряет энергию. Энергия отдачи дается следующим выражением



(1)

где Е0 – энергия перехода, М – масса атома (ядра), С – скорость света.

Такую же энергию квант теряет при поглощении. В результате линия излучения оказывается смещенной по отношению к линии поглощения на 2ЕR (см. рис. 2).

Рис. 2 Смещение линий испускания и поглощения относительно энергии перехода Е0.


Нетрудно показать (см. задачу № 1 в задании), что величина смещения ER для светового канта на 7-8 порядков меньше, чем для гамма-кванта.
Если бы линии излучения и поглощения были бесконечно узкими, то при любом их смещении резонансное поглощение не наблюдалось бы. Учет ширины спектральной линии изменяет ситуацию.

Минимальная ширина любой спектральной линии равна так называемой естественной ширине линии. Последняя, в соответствии с квантовой механикой, зависит от времени жизни тех состояний, между которыми происходит переход. Если переход происходит из возбужденного в основное состояние, то ширина линии равна:



, (2)

где 1 - время жизни возбужденного состояния.

Наиболее характерные времена жизни для атома и ядра в возбужденных состояниях равны 10-8 с и 10-12 с соответственно. Таким образом, естественная ширина спектральной линии для атома равна 10-7 эВ, а для ядра 10-3 эВ.

В реальных условиях обычно ширина линий значительно превышает естественную ширину. Это связано с одной стороны с различного рода возмущениями поля излучателя, а с другой - с тепловым движением свободных излучателей, что приводит к так называемому доплеровскому сдвигу линии:



, (3)

где v - скорость атома, точнее, прекция скорости на направлении испускания гамма-кванта.

Хаотическое движение излучателей вызывает уширение спектральной линии:

,

где Т - температура, kВ - постоянная Больцмана.

При комнатной температуре (Т = 300 К), доплеровская ширина равна для оптической линии 10-1 эВ, что значительно превышает естественную ширину этих линий (на 6-7 порядков).

Теперь мы можем ответить на вопрос к чему приведет сдвиг линий из-за отдачи в обоих случаях. 1) Для оптической линии изменение ее положения по отношению к ее ширине столь незначительно, что линии испускания и поглощения практически совпадают. 2) Для ядерной линии ситуация иная, доплеровское уширение равно примерно 0,2 эВ (см. задачу), а сдвиг - 0,1 эВ.

На рис.3 изображены линии поглощения и излучения -квантов для свободно движущихся атомов.

Рис.3 Спектр излучения и спектр поглощения свободных атомов. Е0 - энергия гамма-перехода, ЕR - энергия отдачи ядра при испускании (поглощении) гамма-кванта, ЕD - доплеровское уширение линии.


Из рисунка видно, что лишь небольшая часть крыла гамма-линии испускания перекрывается с крылом линии поглощения, и вероятность резонансного поглощения очень мала. С увеличением энергии гамма-квантов и такое перекрывание практически исчезает (увеличивается сдвиг ЕR).

Экспериментально резонансное поглощение гамма-квантов удавалось наблюдать, когда источник по отношению к поглотителю двигали с такой скоростью, чтобы за счет эффекта Доплера скомпенсировать сдвиг линии, возникающий за счет отдачи.



    1. Испускание гамма-квантов без отдачи ядра в твердых телах. Эффект Мессбауэра.

Ситуация существенно изменяется, когда ядро находится внутри кристалла. В кристалле, благодаря связи атомов между собой, энергия отдачи превращается в энергию колебательного движения кристаллической решетки. Как известно, колебания кристаллической решетки квантуются. Квант колебаний с энергией ħ и волновым вектором k называется фононом. Поэтому испускание гамма-кванта в твердом теле сопровождается испусканием или даже поглощением фононов различных энергий. Эти процессы носят вероятностный характер.

Если энергия отдачи ЕR меньше средней энергии фононов, характерной для данной кристаллической решетки, то возможными становятся процессы, в которых испускание гамма-кванта происходит без испускания или поглощения фонона. В таких процессах импульс отдачи воспринимается всем кристаллом, как целым. Кинетическая энергия, которую приобретает кристалл, воспринимая импульс отдачи, пренебрежимо мала, поскольку масса кристалла бесконечно велика по сравнению с массой отдельного атома. Поэтому энергия гамма-квантов, отвечающих процессам излучения без испускания фононов, точно равна энергии гамма-перехода.

Спектр излучения гамма-квантов атомными ядрами в твердом теле изображен на рис.4. На фоне широкого пьедестала, обусловленного испусканием квантов с фононной отдачей, присутствует узкая несмещенная линия, отвечающая излучению квантов без испускания фонона (т.е. без отдачи). Ширина этой линии равна естественной ширине гамма-перехода. Ширина пьедестала примерно в 105 раз больше, она соответствует максимальной энергии фононов ħD10-2 эВ.



Рис.4 Спектр излучения гамма-квантов атомными ядрами в твердом теле.


Аналогичную структуру имеет спектр поглощения гамма-квантов. Присутствие узкой несмещенной линии в спектрах испускания и поглощения гамма-квантов позволяет наблюдать эффект резонансного поглощения в твердых телах. Именно этот эффект был обнаружен немецким физиком Рудольфом Мессбауэром в 1957 г и впоследствии получил название эффекта Мессбауэра.

Относительная интенсивность несмещенной линии гамма-спектра определяется вероятностью испускания гамма-кванта без отдачи, т.е. вероятностью эффекта Мессбауэра. Вероятность эффекта Мессбауэра, f, дается следующим выражением:



(4)

где ‹x2› - среднеквадратичное смещение ядра (при тепловом движении) в направлении испускания кванта.

Из выражения (4) следует, что вероятность эффекта Мессбауэра быстро убывает при увеличении энергии гамма-кванта и температуры твердого тела, поскольку ‹x2› при повышении температуры всегда возрастает. При низких температурах вероятность эффекта Мессбауэра достигает максимально возможного значения:

(5)

где D - температура Дебая, характеризующая упругие свойства кристаллической решетки.

В настоящее время эффект Мессбауэра наблюдался для 73 изотопов 41 элемента. В соответствии с выражениями (4) и (5) для регистрации эффекта Мессбауэра подходят гамма-переходы с энергиями, меньшими 100 кэВ. Для гамма-переходов с энергиями меньшими 30 кэВ вероятность эффекта Мессбауэра остается достаточно большой в широком температурном диапазоне. Например, для ядра 57Fe (E=14,41 кэВ) измерения возможны при достаточно высоких температурах вплоть до 1000С, при низких температурах вероятность эффекта может достигать значения f=0,9. Для больших энергий гамма-квантов измерения необходимо проводить при низких температурах. В частности для ядра 197Au(E=77,3 кэВ) f=0,1 только при гелиевых температурах. Ниже приводится таблица изотопов, удобных для исследования эффекта Мессбауэра.
Таблица 1. Основные мессбауэровские изотопы.

E - энергия мессбауэровского гамма-перехода, Т1/2 – период полураспада мессбауэровского уровня, I0 - спин основного состояния, I1 - спин 1-го возбужденного состояния, с - естественное содержание изотопа.



Изотоп

57Fe

119Sn

125Te

151Eu

E, кэВ

14,41

23,9

35,5

21,5

Т1/2, нсек

98,8

17,9

1,48

9,7

I0

1/2

1/2

1/2

5/2

I1

3/2

3/2

3/2

7/2

c, %

2.14

8.56

6.99

47.8



Гл II. Мессбауэровский спектрометр.
Как только было обнаружено, что линии излучения и поглощения имеют минимально возможную - естественную ширину, стало ясно, что на основе эффекта Мессбауэра можно создать принципиально новый спектрометр, позволяющий исследовать исключительно слабые взаимодействия ядра с внешними полями, характеризующими электронные и ионные свойства твердого тела и отражающими его физические и химические параметры. Поскольку эти взаимодействия приводят к так называемой сверхтонкой (СТ) структуре ядерного гамма-спектра (10-5 - 10-8 эВ), то для его «прощупывания» необходимо иметь «зонд» по меньшей мере столь же тонкий. Для создания такого спектрометра подходят лишь те изотопы, время жизни возбужденных состояний которых больше 10-8 с (т.е. на много порядков превышающее ранее приведенную величину 10-12 с). Эти изотопы приводились в табл.1.

Непосредственно наблюдать гамма-спектр, содержащий мессбауэровскую линию с естественной шириной порядка 10-7 эВ (см. Рис. 4), не представляется возможным, поскольку энергетическое разрешение существующих детекторов превышает указанную величину на 9 порядков.

Для регистрации месбауэровских линий, а также изучения их сверхтонкой структуры может быть использован эффект резонансного поглощения. В таких экспериментах радиоактивные (р/а) ядра в возбуждённом состоянии образуют источник излучения, а ядра того же самого изотопа в основном состоянии образуют поглотитель излучения. Измеряется интенсивность гамма-излучения прошедшего через поглотитель.


Рис.5 Схема эксперимента по наблюдению резонансного поглощения гамма-квантов (эффект Мессбауэра). 1 - радиоактивный источник, 2 - шток вибратора, 3 - мессбауэровский поглотитель, 4 - детектор, 5 - коллиматор.


Для наблюдения резонансного поглощения гамма-квантов (эффекта Мессбауэра) используется специальный прибор, месбауэровский спектрометр,

схематически изображенный на рис.5, который состоит из 4-х основных частей: радиоактивного источника (1), закрепленного на подвижном штоке мессбауэровского вибратора (2), резонансного поглотителя (3) и детектора (4), который измеряет поток гамма-квантов, прошедших через поглотитель.

Суть работы мессбауэровского спектрометра состоит в следующем. Источнику гамма-квантов (1), излучающему обычно одиночную линию естественной ширины, сообщается скорость v (относительно поглотителя (3)), при этом энергия кванта меняется за счет эффекта Доплера на величину ЕD. Скорости в интервале 1 -100 мм/с позволяют смещать линию на величину, большую естественной ширины линии. Поглотитель (2) содержит ядра того же изотопа, что и источник, но в основном состоянии. Меняя скорость v, можно перемещать линию излучения. При совмещении линий общее
сечение поглощения резко возрастает, и число прошедших через поглотитель квантов, регистрируемых детектором, уменьшается. Экспериментально можно обнаружить не только резонансное поглощение, но, проведя
измерения с изменением доплеровской скорости, исследовать форму
линии поглощения и получить данные о СТ структуре линии.

Зависимость интенсивности потока гамма-квантов, прошедших через поглотитель, от скорости источника называется мессбауэровским спектром поглощения.

Радиоактивный источник представляет собой радиоактивные ядра с большим периодом полураспада Т1/2, введенные в твердотельную матрицу. В результате ядерных превращений (К-захвата, - или -распада) и последующего каскада гамма-переходов происходит образование ядра в возбужденном состоянии I1, которое является начальным состоянием мессбауэровского гамма-перехода. Гамма-кванты, испускаемые при переходе I1 I0, резонансно поглощаются в поглотителе. Схемы распада радиоактивных источников для мессбауэровских ядер 57Fe и 119Sn приведены на рис.6.

Рис.6 Схемы радиоактивного распада мессбауэровских источников 57Co и 119mSn. Мессбауэровские гамма-переходы обозначены м,  - коэффициент конверсии, ЕС - обозначает электронный захват.


Твердотельная матрица выбирается из условия, чтобы вероятность излучения без отдачи fs была по возможности максимальной. Кроме того, обычно выбирается немагнитная матрица, в которой исследуемые ядра занимают кристаллические положения с кубической симметрией. В этом случае спектр излучения, отвечающий мессбауэровскому переходу, содержит одиночную линию с шириной, близкой к естественной, и широкий фон, обусловленный квантами, излучение которых сопровождается рождением или поглощением фононов.

Резонансный поглотитель представляет собой тонкий диск, изготовленный из исследуемого материала. Поглотитель должен содержать ядра мессбауэровского изотопа в основном состоянии. Поглотитель характеризуется эффективной толщиной tэф, которая определяет силу резонансного поглощения:
tэф = 0fand (6)
где fa - вероятность эффекта Мессбауэра для материала поглотителя, n - число резонансных ядер в единице объема поглотителя, d - толщина поглотителя, 0 - сечение резонансного поглощения, которое зависит от энергии гамма-кванта, спинов I0 основного и I1 возбужденного ядерных уровней, времени жизни возбужденного состояния и коэффициента конверсии. Значения 0 можно найти в соответствующих справочниках [2,5].

Как правило, в эксперименте используют «тонкие» поглотители, для которых tэф<1. В этом случае линии мессбауэровского спектра сохраняют лоренцову форму (см. далее) и не испытывают дополнительного уширения.



Мессбауэровский вибратор обеспечивает движение р/а источника. В исследованиях применяются электродинамические вибраторы. Мессбауэровский вибратор обеспечивает очень высокую точность и стабильность заданного закона движения. Как правило, применяется равноускоренное движение, при котором скорость линейно меняется в зависимости от времени. При этом движение вибратора синхронизировано с временной разверткой многоканального анализатора, куда поступают импульсы, зарегистрированные детектором. В результате каждому каналу многоканальной памяти анализатора соответствует определенная скорость движения р/а источника, а регистрируемый спектр представляет собой зависимость числа прошедших через поглотитель гамма-квантов от скорости движения источника, т.е. мессбауэровский спектр.

Положительной скоростью принято считать движение, при котором происходит сближение источника и поглотителя. Используя соотношение (3) для допплеровского сдвига, нетрудно установить цену канала в энергетических единицах.



Гл III. Мессбауэровские спектры.


  1. Форма линии мессбауэровского спектра.

Важную роль в спектроскопии играет форма спектральной линии. В реальных условиях любой источник (поглотитель) излучения (ядро, атом, молекула) находится в среде. Внешние возмущающие поля приводят к изменению формы линии и ее параметров - положения, амплитуды, ширины. Эти параметры являются важным источником информации о свойствах среды.

Изолированный затухающий осциллятор излучает линию в узком спектральном интервале. Контур линии описывается формулой

(6)

где Е0 - энергия в максимуме интенсивности, соответствующая энергии перехода, а Г - ширина линии (ширина на половине высоты). Выражение (6) описывает так называемую лоренцеву форму линии, а ширина ее Г - естественную ширину. Другой случай соответствует ситуации, когда осциллятор с одной стороны и приемное устройство излучения с другой подвергаются случайным, статистически независимым возмущениям. Форма линии в этом случае гауссова

I(E)exp(-E2/22) (7)

Если, например, приемным устройством служит фотоумножитель, то его шумы приводят к изменению формы линии источника (она становится гауссовой) и значительному увеличению ее ширины.

На рис.7 приведены линии обеих форм.

Рис.7 Лоренцева (2) и гауссова (1) формы спектральных линий.


Форма линии, как функция энергии, для радиоактивного источника и поглотителя в эффекте Мессбауэра является лоренцевой. При этом существенно, что, как указывалось выше, Мессбауэровский спектр, представляет зависимость числа импульсов от скорости. Как показывают расчёты, для тонких поглотителей форма линии не изменяется, оставаясь лоренцевой для скоростного спектра. Месбауэровский спектр в этом случае описывается следующей формулой:
I(v) = (8)

где N - счет при больших скоростях движения, когда резонансное поглощение отсутствует, - амплитуда линии.  = Кfstэф, здесь К - доля мессбауэровских гамма-квантов, соответствующих переходу I1=3/2  I0=1/2, fs - вероятность эффекта Мессбауэра в материале источника, tэф - эффективная толщина поглотителя, Г=Гs + Гаs - ширина линии испускания, Га - ширина линии поглощения).

Таким образом, для тонкого поглотителя линия мессбауэровского спектра имеет ширину, равную сумме ширин линии испускания источника и линии поглощения поглотителя, т.е. удвоенной естественной ширине мессбауэровского уровня.. Характерный вид мессбауэровского спектра с одиночной линией изображен на рис.8.

Амплитуда линии, , пропорциональна произведению вероятностей эффекта мессбауэра в источнике и поглотителе и пропорциональна толщине поглотителя. Однако, такая зависимость выполняется только для тонкого поглотителя, когда tэф<<1. При увеличении толщины поглотителя ширина линии возрастает, а форма линии отклоняется от лоренцевой. Измерения мессбауэровских спектров со сложной СТ структурой обычно проводят с «тонкими» поглотителями (tэф<<1), для которых представление формы линии лоренцевой функцией остается достаточно хорошим приближением.


3.2. Сверхтонкая структура мессбауэровских спектров 57Fe.
Взаимодействия ядра с электронной оболочкой атома (сверхтонкие взаимодействия) вызывают сдвиг и расщепление линии мессбауэровского спектра. В данном разделе будет рассмотрена структура мессбауэровских спектров для 3-х основных типов сверхтонких взаимодействий. Для конкретности будут рассмотрены спектры наиболее популярного мессбауэровского изотопа 57Fe, у которого гамма-переход происходит между ядерными уровнями 3/21/2. Основные ядерные параметры 57Fe приведены в таблице 2. В разделе будут рассмотрены мессбауэровские спектры для стандартной методики эксперимента, когда р/а источник имеет одиночную мессбауэровскую линию, а предметом исследования является СТ структура ядер 57Fe в поглотителе.

Таблица 2. Основные ядерные характеристики мессбауэровского изотопа 57Fe.

Е - энергия гамма-перехода,  - коэффициент внутренней конверсии гамма-перехода, 0 - максимальное сечение резонансного поглощения, (R12 - R02)/R02 - изменение радиуса ядра, (I0=1/2) и (I1=3/2) - ядерные магнитные моменты основного и первого возбужденного состояний, соответственно, Q(I1=3/2) - квадрупольный момент ядра в 1-ом возбужденном состоянии.


Е, кэВ



0, см2

(R12 - R02)/R02

(I0=1/2), N

(I1=3/2), N

Q(I1=3/2)

См2



14,41

8,2

2,56 10-18

-3,6 10-7

0,0906

-0,1553

+0,21 10-24

Необходимо подчеркнуть, что теория сверхтонких взаимодействий сложна и в рамках данной задачи будут приводиться лишь конечные результаты расчетов. В приложении к задаче даны более расширенные объяснения.


3.3.1 Изомерный сдвиг.
Атомное ядро находится в поле окружающих его электронов. Энергию их электростатического зваимодействия можно вычислить, рассматривая однородно-заряженное сферическое ядро, находящееся в облаке своих s электронов.

Изменения плотности s-электронов, которое может возникнуть, например, вследствие изменения валентности, приводят к изменениям электростатического взаимодействия и, как следствие, к сдвигу ядерных уровней.

Это взаимодействие, по аналогии с квадрупольным взаимодействием, можно назвать монопольным электрическим взаимодействием.

Однако, обычно используется термин "изомерный сдвиг", так как эффект зависит от разности радиусов ядра в основном и изомерном (возбужденном) состоянии. Иногда также используется термин “химический сдвиг”.

Этот сдвиг пропорционален произведению электронной плотности в области ядра (0) на разность квадратов средних радиусов ядра для возбужденного и основного состояний, 2>= R12 - R02. В ядре 57Fe для уровней I1 = 3/2 и I0 = 1/2 02>=-3,6 10-7, (R12 - R02)/ R02= -3,6 10-7.

В мессбауэровской спектроскопии абсолютные энергии гамма-переходов не измеряются; измеряется лишь разность между энергиями перехода в источнике и поглотителе. Если источник и поглотитель изготовлены из различных веществ, то электронные плотности на ядрах мессбауэровского изотопа, как правило, также отличаются. В результате энергии гамма-переходов в источнике и поглотителе будут различны, и максимум резонансного поглощения будет наблюдаться при некоторой доплеровской скорости, компенсирующей различия в энергиях гамма-переходов (рис.8). Разница в энергии гамма-переходов для различных веществ является изомерным сдвигом, IS. Величина изомерного сдвига дается следующим выражением:

IS = Ea-Es = (2/3) Ze2[a(0)-s(0)][R12-R02] (8)

где a(0) и s(0) - электронные плотности в области ядра для поглотителя и источника соответственно, eZ – заряд ядра.



Рис.8 Изомерный сдвиг (IS) мессбауэровской линии.


На спектре показаны основные параметры линии:

N - счет вне резонанса, А - амплитуда линии, Г - ширина линии.


Изомерный сдвиг может измеряться либо в энергетических единицах, либо в единицах скорости. Для ядер 57Fe диапазон изменения изомерного сдвига составляет около 5 мм/с. При естественной ширине мессбауэровской линии 57Fe, равной 0,194 мм/с это дает возможность тонкой градации изменений электронной плотности на ядре.

Для ядер 57Fe отношение (R12 - R02)/R02 меньше нуля, поэтому увеличение электронной плотности на ядре в поглотителе смещает мессбауэровскую линию в область меньших энергий (изомерный сдвиг уменьшается), и наоборот, уменьшение электронной плотности ведет к увеличению величины изомерного сдвига.

Измерение изомерного сдвига имеет важное значение в физике твердого тела, химии, биологии и в других областях благодаря высокой чувствительности электронной плотности в области ядра к особенностям электронной структуры вещества. По величине изомерного сдвига можно судить об эффективном заряде ионов, характере химических связей атомов, исследовать фазовый состав твердых тел, изучать кинетику фазовых переходов и химических реакций и т.д.
3.3.2 Квадрупольная структура.
Квадрупольная структура определяется электрическим взаимодействием квадрупольного момента ядра Q с градиентом электрического поля (ГЭП), создаваемого в области ядра окружающими электронами.

Электрическое квадрупольное СТ взаимодействие вызывает расщепление линии мессбауэровского спектра и приводит к образованию так называемого квадрупольного дублета. На рис.9 приведены СТ структура ядерных уровней 57Fe и вид мессбауэровского спектра.

Расстояние между линиями (компонентами) квадрупольного дублета ЕQ равно расщеплению уровня I1=3/2. Для аксиально-симметричного тензора ГЭП ЕQ равно:

ЕQ= (9)

где eq - zz-компонента тензора ГЭП, Q - квадрупольный момент ядра (для ядра 57Fe Q(I1=3/2) = 0,21 10-24 см2).

Измерения электрических квадрупольных взаимодействий имеют такое же важное значение в физике твердого тела, химии и т.д., как и измерения изомерного сдвига. Градиент электрического поля на ядре непосредственно связан с состоянием электронной оболочки атома, кристаллической симметрией и характером химической связи.

Вместе с тем точные расчеты изомерных сдвигов и квадрупольных расщеплений являются крайне сложной задачей. Такие расчеты предполагают точное вычисление волновых функций электронов как внешних, так и внутренних оболочек. В самое последнее время за рубежом разработано несколько компьютерных программ, в которых изомерные сдвиги и градиенты электрического поля на ядрах рассчитываются «из первых принципов». Используя наиболее совершенные компьютеры, удалось достичь удовлетворительного согласия между расчетом и экспериментальными данными. Однако, с точки зрения применения мессбауэровской спектроскопии в исследованиях новых материалов, значение данных весьма ограничено, поскольку они предполагают расчет параметров СТ взаимодействий, исходя из известных электронных свойств материала, в то время как в эксперименте ставится обратная задача.

При интерпретации экспериментальных данных обычно используются эмпирические закономерности, полученные в результате анализа накопленного экспериментального материала.



Рис.9 Квадрупольное СТ расщепление ядерных уровней 57Fe и характерный вид мессбауэровского спектра (квадрупольный дублет).



3.3.3 Магнитная сверхтонкая сверхтонкая структура.
Магнитная сверхтонкая структура возникает вследствие взаимодействия дипольного магнитного момента ядра с магнитным полем на ядре, создаваемым электронами собственного атома. Поскольку собственный магнитный момент ядра, как и у электронов, всегда связан со спином, то состояния ядра, для которых спин равен нулю, не имеют магнитного момента.

Гамильтониан взаимодействия имеет вид:



;

а энергии уровней равны



(10)

где - ядерный магнетон, - спин ядра, g(I) - гиромагнитное отношение, обычно называемое ядерным g-фактором, а mI – проекция спина ядра на направление магнитного поля .

Поскольку число возможных значений mI , как видно из (10), равно 2I+1, то каждый энергетический уровень расщеплется на 2I+1 компоненты.

Магнитное СТ взаимодействие полностью снимает вырождение ядерных уровней и приводит к формированию магнитного секстета в мессбауэровских спектрах 57Fe. На рис.10 изображена структура ядерных уровней и магнитный секстет в мессбауэровском спектре 57Fe.

Магнитное СТ поле, Hст, расщепляет основное состояние I0 = 1/2 на два магнитных подуровня и возбужденное состояние I1 = 3/2 - на 4 подуровня (см. приложение) Поскольку ядерные магнитные моменты уровней I0 и I1 имеют противоположные знаки ((I0=1/2)=+0,0906 N и (I1=3/2)=-0,1553N), порядок расположения магнитных подуровней противоположный.

В соответствии с правилами отбора (m=1,0) в мессбауэровском спектре наблюдается 6 линий. Компоненты магнитного секстета принято нумеровать слева направо от 1 до 6. Энергия (скорость) i-ой компоненты, рассчитанная от центра спектра, который определяется изомерным сдвигом, дается следующим выражением:



(11)

где mi и mf - магнитные квантовые числа начального и конечного ядерных подуровней, соответственно; gi - g-фактор i-ой компоненты секстета.

Расстояния между 1 и 2, 2 и 3, 4 и 5, 5 и 6 компонента секстета одинаковы и равны расстоянию между магнитными подуровнями 1-го возбужденного состояния (см рис.10).



Рис.10 Магнитная СТ структура ядерных уровней 57Fe и характерный вид мессбауэровского спектра. Расположение подуровней соответствует разным знакам магнитных моментов основного (I=1/2) и возбужденного (I=3/2) состояний. Стрелками показаны разрешенные гамма-переходы.


Мы рассмотрели в достаточно простых случаях лишь три наиболее характерных примера СТС мессбауэровских спектров. Из полученных формул видно, что они состоят из двух сомножителей – ядерного и электронного (характеризующего не только оболочку данного атома, но и свойства среды).

Таким образом, для определения сдвигов или расщеплений наобходимо один из факторов получить в другом эксперименте (или вычислить).

Ниже в лабораторной работе мы изучим магнитную структуру СТС.

Гл IV Учебный лабораторный комплекс Мессбауэровский спектрометр (УЛК МС).
Учебный лабораторный комплекс УЛК МС представляет собой действующую модель мессбауэровского спектрометра, обеспечивающую выполнение всех режимов работы спектрометра и функционально не отличающуюся от своих прототипов - научных установок. УЛК МС состоит из прибора-модели и персонального компьютера. Компьютер управляет прибором, включая и выключая различные блоки установки, выводит на экран по команде спектры различных элементов, предлагает пользователю математический инструмент для обработки спектров и методический аппарат для выявления физических закономерностей, полученных в результате эксперимента.


    1. Приборная часть.




      1. Спектрометр-модель.

Основные блоки модели:



  1. Мессбауэровский вибратор с установленным р/а источником Co-57 в Rh (модель).

  2. Электронный блок движения вибратора.

  3. Дисковый держатель мессбауэровских поглотителей с механическим приводом.

  4. Фотоэлектронный умножитель (ФЭУ) с кристаллом NaI(Tl) и с блоком питания ФЭУ (модель).

  5. Жидкокристаллический индикатор поглотителя.


Рис.12 Спектрометр УЛК МС.


На рис.12 представлена фотография прибора. Под стеклянной панелью видны основные узлы спектрометра: вибратор, диск с поглотителями, ФЭУ, ручка поворота диска сменных поглотителей.

На передней панели прибора имеется индикатор, указывающий название образца, кнопки со световыми диодами-индикаторами для включения различных узлов прибора и кнопка включения питания установки. Сигналы со спектрометра передаются в компьютер через последовательный порт.




      1. Программно-компьютерное обеспечение.

Основные функции компьютера:



  1. Обеспечивает управление различными режимами спектрометра.

  2. Выполняет функции многоканального анализатора импульсов (спектр моделируется с помощью программы Mos.exe).

  3. Осуществляет математическую обработку спектров и анализ полученных данных.

  4. Содержит необходимый справочный материал.

  5. Содержит методическое описание задачи.

В настоящей работе компьютер моделирует следующие режимы многоканального анализатора импульсов:

а) выполняет усиление импульсов,

б) выполняет амплитудную дискриминацию импульсов "снизу" и "сверху",

в) обеспечивает режим амплитудного анализа импульсов (512) каналов,

г) обеспечивает режим временного анализа импульсов,



д) отображает накопление спектра на экране компьютера.
4.1.2.1 Основные режимы работы многоканального анализатора импульсов.
В лабораторной работе моделируется работа многоканального анализатора импульсов (512 каналов). Анализатор обеспечивает выполнение 2-х основных режимов работы: режим амплитудного анализа и режим временного анализа.

В режиме амплитудного анализа каждому каналу памяти ставится в соответствие определенная амплитуда импульса ( амплитуды от 0 до 5 В). При поступлении импульса на вход анализатора производится определение амплитуды импульса, и затем в канал памяти с номером, соответствующим данной амплитуде, добавляется единица. Таким образом, номер канала соответствует амплитуде импульса, а содержимое канала - числу зарегистрированных импульсов. Измеренный спектр представляет собой распределение импульсов по амплитудам (амплитудный спектр). Поскольку амплитуда импульса пропорциональна энергии гамма-квантов, то амплитудный спектр представляет собой энергетический спектр излучения. В английской научной литературе используется более точный термин "Pulse height spectrum".

В режиме временного анализа определяется не амплитуда, а время прихода импульса. Каждому каналу памяти приводится в соответствие определенный интервал времени, например, 1-му каналу соответствует интервал от 0 до , 2-му каналу - интервал  - 2 и т.д. Длительность интервала  (время открытия канала) устанавливается, исходя из условий эксперимента. Начало временного отсчета задается стартовым сигналом. При поступлении импульса на вход анализатора единица добавляется в тот канал памяти, который является открытым в момент прихода импульса. Таким образом, измеренный спектр представляет собой распределение импульсов по времени регистрации.

В мессбауэровском эксперименте временная развертка анализатора синхронизирована с движением мессбауэровского вибратора. Вибратор движется в режиме постоянного ускорения. В первую половину периода (время от 0 до Т/2) скорость вибратора изменяется от максимальной отрицательной скорости (-Vmax) до максимальной положительной скорости (+Vmax). Во второй половине периода (время от Т/2 до Т) скорость изменяется в обратном направлении от +Vmax до -Vmax. Стартовый сигнал запускает анализатор в момент времени, соответствующий максимальной отрицательной скорости вибратора. Интервал  выбирается таким образом, чтобы полная длительность временной развертки анализатора равнялась периоду колебаний вибратора. При равноускоренном движении вибратора номера каналов анализатора соответствуют линейной шкале скоростей, и измеренный таким образом спектр представляет собой зависимость числа зарегистрированных импульсов от скорости движения вибратора. Следует подчеркнуть, что за один период регистрируется два зеркально симметричные спектра от максимально отрицательной -Vmax скорости слева через нуль к максимально положительной, +Vmax затем от +Vmax через нуль опять к максимально отрицательной -Vmax.

На Рис.13 изображён закон изменения скорости вибратора и соответствие каналов анализатора скорости движения вибратора.



Рис.13 а) Зависимость скорости вибратора от времени t. б) Соответствие скорости вибратора каналам анализатора.


Движение вибратора характеризуется тремя величинами: номером канала анализатора, отвечающего нулевой скорости в левой половине спектра i01 , номером канала с нулевой скоростью в правой половине спектра i02 и величиной скорости, приходящейся на один канал анализатора, V. Скорость движения вибратора принято измерять в мм/с. Размерность V – мм/с (канал). Скорость в i-ом канале даётся следующим соотношением:

Vi = V (i – i01) для левой половины спектра

Vi = - V (i – i02) для правой половины спектра


        1. Описание экрана компьютера.

Экран компьютера выполняет три основные функции: 1) демонстрирует процесс набора спектров и их обработку, 2) содержит инструменты управления экспериментом и обработки результатов, 3) предлагает конкретную информацию по методам и результатам работы. Для реализации этих функций экран разделен на несколько частей. Верхняя полоса - инструментальная, на ней размещены кнопки управления, снабженные всплывающими окнами. Ниже приводятся назначения кнопок.





Меню программы





Настройка параметров для набора спектра







Запустить набор спектра






Остановить набор спектра






Стереть спектр






Увеличить масштаб оси ординат (Y)






Уменьшить масштаб оси ординат (Y)






Открыть Мессбауэровский спектр






Сохранить Мессбауэровский спектр






Печать результатов






Контекстно-зависимая справка


скачать файл


следующая страница >>
Смотрите также:
Методическое пособие к лабораторным работам по атомной и ядерной физике «Эффект Мёссбауэра». Зеленодольск, 2007
418.24kb.
Учебное пособие Санкт-Петербург 2012 Содержание Лабораторная работа №1 3 Общие сведения 3
1108kb.
Методические указания к выполнению лабораторных работ по исследованию полупроводниковых диодов Санкт-Петербург 2007
481.38kb.
Юнусбаев Б. Х. Рефлексивно-оценочная саморазвивающая технология (рост). Учебно-методическое пособие. Уфа: биро, 2007. 238 с
969.01kb.
Методические указания к лабораторным работам для студентов очной формы обучения
485.83kb.
Переработки долгоживущих радиоактивных ядерных отходов, включая плутоний, минорные актиниды и другие продукты деления, представляет очень важную проблему в ядерной технологии и в настоящее время широко изучается во всем мире
24.39kb.
Учебно-методическое пособие великий новгород
2236.9kb.
Методические рекомендации к лабораторным работам по дисциплине «Базы данных»
235.69kb.
Учебно-методическое пособие Мурманск 2006 (075. 8) Ббк 88я73 К65
1302.5kb.
Требования к выдаче свидетельств о допуске к работам по инженерным изысканиям, которые оказывают влияние на безопасность объектов использования атомной энергии
179.02kb.
Воспитание детей в начале
3478.71kb.
Учебно-методическое пособие для студентов дневной формы обучения специальности
2074.15kb.