Cтраница 2
В качестве второго примера, иллюстрирующего возможности метода ДЭЯР, обсудим измерения сверхтонкой структуры и ядерного момента европия. Наличие двух добавочных электронов на Gs-оболочке атома несколько возмущает 4 / - электроны, однако магнитная сверхтонкая структура заметно больше в ионе. Это возмущение относят на счет поляризации остова, что находит подтверждение в измерениях сверхтонкой аномалии. [16]
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. [17]
Смешивание Sd-орбиталей железа и разрыхляющих я-орбиталей молекулы NO настолько велико, что не имеет смысла приписывать иону железа какое-либо определенное двух - или трехвалентное состояние. Аналогичная ситуация возникает и в оксигемоглобине. Магнитная сверхтонкая структура мессбауэров-ского спектра отмечена во всех соединениях гемоглобина, содержащих окисленный ион железа. Помимо рассмотренных соединений, в работе [33] были получены и интерпретированы мессбауэровские спектры метгемоглобина и цианида гемоглобина. [18]
Матричные элементы, описывающие этот эффект, пропорциональны матричным элементам вектора S. Поскольку мы не можем пренебречь примесью состояний с различными J, то эта пропорциональность будет нарушаться, и отношение Лц / Лх будет изменяться, хотя это изменение не может быть представлено увеличением изотропного вклада С. Поскольку такая примесь в настоящем случае довольно мала и ожидаемый вклад в магнитную сверхтонкую структуру от поляризации остова, вероятно, не превышает 2 % [23], то результирующий эффект, по-видимому, также мал. [19]
Этот эффект ( не следует смешивать его с аномальной сверхтонкой структурой, обсуждавшейся в предыдущем параграфе) связан с конечной протяженностью атомного ядра. Когда 5-электрон проникает внутрь ядра, магнитные свойства последнего перестают совпадать со свойствами точечного магнитного момента. В этрм случае электрон зондирует детальное распределение намагниченности внутри ядра, которая, подобно электронной намагниченности атома, обусловлена частично магнитными спиновыми моментами отдельных нуклонов, а частично их орбитальными моментами. Два разных изотопа могут обладать совершенно различными распределениями намагниченности, и отношение их вкладов в магнитную сверхтонкую структуру не обя-з afeльнo совпадает с отношением ядерных магнитных моментов. Второй эффект, связанный с предыдущим, но не тождественный ему, заключается в том, что, хотя два изотопа обладают одинаковым зарядом Ze, он может по-разному распределяться внутри двух ядер. При этом электронная волновая функция внутри ядра модифицируется, что также служит причиной отличия отношения сверхтонких структур от отношения ядерных моментов. [20]
Сравнение отношения величин Л ц для двух изотопов меди с известным отношением ядерных моментов дает сверхтонкую аномалию около 0 015 %, очень близкую к обнаруженной в экспериментах с атомными пучками для 45-состояния однократно ионизованной меди. Это обстоятельство дает основание предположить, что в основном магнитная сверхтонкая структура обусловлена s - электронами за счет эффекта поляризации остова, а вклад - электронов довольно мал. Последнего следовало ожидать, поскольку распределение электронной плотности в состоянии Г2 имеет почти кубическую симметрию, так что спиновая плотность будет давать в центре нулевое магнитное поле, а орбитальный момент в чистом состоянии Г2 заморожен. Оставшийся орбитальный момент, обусловленный примесью состояний ГБ, создает на ядре поле, пренебречь которым нельзя, однако оно является положительным по направлению и в случае иона Ni2 в два раза превышает наблюдаемое отрицательное поле. Различные вклады в магнитную сверхтонкую структуру ионов Cu3, Ni2 и Со суммированы в табл. 7.21, из которой следует, что оцененный вклад от поляризации остова является удивительно постоянным. [21]