Мессбауера ефект. Ефект мессбауера Резонансне поглинання світла

Месба уера ефект,резонансне поглинання g-квантів атомними ядрами, що спостерігається, коли джерело і поглинач g-випромінювання - тверді тіла, а енергія g-квантів невелика (~150 кев). Іноді Мессбауера ефект називається резонансним поглинанням без віддачі або ядерним гамма-резонансом (ЯГР).

У 1958 Р. Мессбауер виявив, що з ядер, які входять до складу твердих тіл, при малих енергіях g-переходів може відбуватися випромінювання і поглинання g-квантів без втрати енергії на віддачу. У спектрах випромінювання і поглинання спостерігаються незміщені лінії з енергією, точності рівної енергії g -переходу, причому ширини цих ліній рівні (або дуже близькі) природній ширині G . У цьому випадку лінії випромінювання та поглинання перекриваються, що дозволяє спостерігати резонансне поглинання g-квантів.

Це явище, що отримало найменування Мессбауера ефекту, обумовлено колективним характером руху атомів в твердому тілі. Завдяки сильній взаємодії атомів у твердих тілах енергія віддачі передається не окремому ядру, а перетворюється на енергію коливань кристалічних ґрат, іншими словами, віддача призводить до народження фононів. Але якщо енергія віддачі (розрахована на одне ядро) менша за середню енергію фонону, характерну для даного кристала, то віддача не щоразу призводитиме до народження фонону. У таких «безфононних» випадках віддача не змінює внутрішньої енергії кристала. Кінетична ж енергія, яку набуває кристал загалом, сприймаючи імпульс віддачі g-кванта, зневажливо мала. Передача імпульсу в цьому випадку не буде супроводжуватися передачею енергії, а тому положення ліній випромінювання та поглинання точно відповідатиме енергії E переходу.

Імовірність такого процесу досягає кількох десятків %, якщо енергія g-переходу досить мала; Фактично Месбауера ефект спостерігається тільки при D E » 150 кев (зі збільшенням E ймовірність народження фононів при віддачі зростає). Імовірність Мессбауера ефекту сильно залежить також від температури. Часто для спостереження Мессбауера ефекту необхідно охолоджувати джерело g-квантів і поглинач до температури рідкого азоту або рідкого гелію, проте для g-переходів дуже низьких енергій (наприклад, E = 14,4 кев для g-переходу ядра 57 Fe або 23,8 кев для g-переходу ядра 119 Sn) Месбауера ефект можна спостерігати аж до температур, що перевищують 1000 °С. За інших рівних умов ймовірність Мессбауера ефекту тим більше, чим сильніша взаємодія атомів у твердому тілі, тобто чим більша енергія фононів. Тому ймовірність Мессбауера ефекту тим вища, що більше Деба температура кристала .

Істотною властивістю резонансного поглинання без віддачі, що перетворила Мессбауера ефект з лабораторного експерименту на важливий метод дослідження, є надзвичайно мала ширина лінії. Відношення ширини лінії до енергії g-кванта при Мессбауера ефекту становить, наприклад, для ядер 57 Fe величину 3' 10 -13 , а для ядер 67 Zn 5,2 '10 -16 . Таких ширин ліній не досягнуто навіть у газовому лазері , що є джерелом найвужчих ліній в інфрачервоному і видимому діапазоні електромагнітних хвиль. За допомогою Мессбауера ефекту виявилося можливим спостерігати процеси, в яких енергія g-кванта на надзвичайно малу величину (G або навіть невеликих часток G) відрізняється від енергії переходу ядер поглинача. Такі зміни енергії призводять до зміщення ліній випромінювання та поглинання один щодо одного, що спричиняє зміну величини резонансного поглинання, яке може бути виміряне.

Можливості методів, заснованих на використанні Мессбауера ефекту, добре ілюструє експеримент, у якому вдалося виміряти в лабораторних умовах передбачувану відносності теорією зміну частоти кванта електромагнітного випромінювання гравітаційне поле Землі. У цьому експерименті (Р. Паунда та Г. Ребки, США, 1959) джерело g-випромінювання було розташоване на висоті 22,5 м над поглиначем. Відповідна зміна гравітаційного потенціалу мала призвести до відносної зміни енергії g-кванта на величину 2,5' 10 -15 . Зрушення ліній випромінювання та поглинання виявилося відповідно до теорії.

Під впливом внутрішніх електричних та магнітних полів, що діють на ядра атомів у твердих тілах (див. Кристалічне поле), а також під впливом зовнішніх факторів(Тиск, зовнішні магнітні поля) можуть відбуватися зміщення та розщеплення рівнів енергії ядра, а отже, зміни енергія переходу. Т. до. величини цих змін пов'язані з мікроскопічною структурою твердих тіл, вивчення зміщення ліній випромінювання та поглинання дає можливість отримати інформацію про будову твердих тіл. Ці зрушення можуть бути виміряні за допомогою месбауерівських спектрометрів ( Мал. 3). Якщо g -кванти випускаються джерелом, що рухається зі швидкістю v щодо поглинача, то в результаті ефекту Доплера енергія g -квантів, що падають на поглинач, змінюється на величину Ev/c (для ядер, які зазвичай застосовуються при спостереженні Мессбауера ефекту, зміна енергії E на величину G відповідає значенням швидкостей v від 02 до 10 мм/сек). Вимірюючи залежність величини резонансного поглинання від v (спектр месбауеровського резонансного поглинання), знаходять значення швидкості, при якому лінії випромінювання і поглинання знаходяться в точному резонансі, тобто коли поглинання максимально. За величиною v визначають зсув D E між лініями випромінювання та поглинання для нерухомих джерела та поглинача.

на Мал. 4, а показаний спектр поглинання, що складається з однієї лінії: лінії випромінювання і поглинання не зміщені один щодо одного, тобто знаходяться в точному резонансі при v = 0. Форма лінії, що спостерігається, може бути з достатньою точністю описана лоренцовою кривою (або Брейта - Вігнера формулою) із шириною на половині висоти 2G . Такий спектр спостерігається тільки в тому випадку, коли речовини джерела та поглинача хімічно тотожні і коли на ядра атомів у цих речовинах не діють магнітне, ні неоднорідне електричне поля. У більшості випадків у спектрах спостерігаються кілька ліній (надтонка структура), обумовлених взаємодією атомних ядер з позаядерними електричними і магнітними полями. Характеристики надтонкої структури залежать як від властивостей ядер в основному і збудженому станах, так і від особливостей структури твердих тіл, до складу яких входять ядра, що випромінюють і поглинають.

Найважливішими типами взаємодій атомного ядра з позаядерними полями є електрична монопольна, електрична квадрупольна та магнітна дипольна взаємодія. Електрична монопольна взаємодія є взаємодією ядра з електростатичним полем, створюваним в області ядра навколишніми його електронами; воно призводить до виникнення в спектрі поглинання зсуву лінії d ( Мал. 4, б), якщо джерело та поглинач хімічно не тотожні або якщо розподіл електричного зарядув ядрі неоднаково переважно і збудженому станах (див. Ізомерія атомних ядер). Цей т.з. ізомерне або хімічне зрушення пропорційне електронній щільності в області ядра, і його величина є важливою характеристикою хімічного зв'язку атомів у твердих тілах (див. Кристалохімія). За величиною цього зсуву можна судити про іонний і ковалентний характер хімічного зв'язку, про ефективні заряди атомів у хімічних сполуках, про електронегативність атомів, що входять до складу молекул, і т.д. Дослідження хімічних зрушень дозволяє також отримувати відомості про розподіл заряду в атомних ядрах.

Важливою для фізики твердого тіла характеристикою Мессбауера ефекту є його ймовірність. Вимірювання ймовірності Мессбауера ефекту та її залежності від температури дозволяє отримати відомості про особливості взаємодії атомів у твердих тілах та про коливання атомів у кристалічній решітці. Вимірювання, у яких використовується Мессбауера ефект, відрізняються високою вибірковістю, т.к. у кожному експерименті резонансне поглинання спостерігається лише для ядер одного сорту. Ця особливість методу дозволяє ефективно використовувати Мессбауера ефект у випадках, коли атоми , на ядрах яких спостерігається Месбауера ефект, входять до складу твердих тіл як домішок. Мессбауера ефект успішно використовується для дослідження електронних станів домішкових ізотопів 41 елемента; найлегшим серед них є 40 K, найважчим – 243 At.

Літ.: Ефект Мессбауера. Зб. ст., за ред. Ю. Кагана, М., 1962; Мессбауер Р., Ефект RK та його значення для точних вимірювань, у збірнику: Наука та людство, М., 1962; Фрауенфельдер Р., Ефект Мессбауера, пров. з англ., М., 1964; Вертхейм Р., Ефект Мессбауера, пров. з англ., М., 1966; Шпінель Ст С., Резонанс гамма-променів в кристалах, М., 1969; Хімічні застосуваннямессбауерівської спектроскопії, пров. з англ., за ред. Ст І. Гольданського [та ін], М., 1970; Ефект Мессбауера. Зб. перекладів статей, за ред. Н. А. Бургова та В. В. Скляревського, пров. з англ., нім., М., 1969.

Н. Н. Делягін.

Мал. 3. Спрощена схема месбауерівського спектрометра; джерело g-квантів за допомогою механічного або електродинамічного пристрою наводиться у зворотно-поступальний рух зі швидкістю v щодо поглинача. За допомогою детектора g-випромінювання вимірюється залежність від швидкості v інтенсивності потоку g-квантів, що пройшли через поглинач.

Мал. 4. Спектри мессбауеровського резонансного поглинання g-квантів: I – інтенсивність потоку g-квантів, що пройшли через поглинач, v – швидкість руху джерела g-квантів; а - одиночні лінії випромінювання та поглинання, не зміщені одна щодо одної при v = 0; б - ізомерний чи хімічний зсув лінії. Зрушення d пропорційне електронної щільності в області ядра і змінюється в залежності від особливостей хімічного зв'язку атомів у твердому тілі; в - квадрупольний дублет, що спостерігається для ізотопів 57 Fe, 119 Sn, 125 Te та ін. Величина розщеплення D пропорційна градієнту електричного поля в області ядра: г - надтонка магнітна структура, що спостерігається в спектрах поглинання для магнитоупорядоченных матеріалів. Відстань між компонентами структури пропорційно до напруженості магнітного поля, що діє на ядра атомів у твердому тілі.

Мал. 1. Схематичне зображення процесів випромінювання та резонансного поглинання g-квантів; випромінюючий і поглинаючий ядра однакові, тому енергії їх збуджених станів E" і E"" рівні.

Мал. 2. Зміщення ліній випромінювання та поглинання щодо енергії Eg-переходу; Г – ширини ліній.

Енергія радіочастотного поля, поглинена в одиницю часу зразком, що містить в одиниці об'єму спинів I з магнітними моментами легко обчислюється за формулою (11.30), яка визначає ймовірності переходів, індукованих в одиницю часу радіочастотним полем з амплітудою обертається з частотою Якщо можна знехтувати у населеності між станами для кожного спина дорівнює

Таким чином, повна енергія, поглинена в одиницю часів, дорівнюватиме

У цих формулах не розкривається природа кінцевої ширини рівнів спину, врахованої функцією форми . Ця ширина може бути обумовлена ​​диполь-дипольними взаємодіями між спинами, неоднорідністю зовнішнього поля, флуктуюючими локальними магнітними полями, подібними до існуючих в металах завдяки наявності електронів провідності і т.д. і, отже, населеності спинових рівнів за їхнього больцмановских значеннях.

Важливо, однак, чітко розуміти, що сам факт поглинання енергії спиновою системою вимагає існування, відмінного від нуля.

поперечної складової ядерної намагніченості, що не узгоджується із суворим описом спинової системи за допомогою уявлення про населеність її рівнів. Як було показано у гол. II такий опис передбачає відсутність недіагональних матричних елементів статистичного оператора і, отже, відсутність поперечної намагніченості.

Нехай магнітне поле, що обертається, з амплітудою насправді створюється лінійно поляризованим полем причому, як зазначалося раніше, впливом протилежно обертається компоненти можна знехтувати. Тоді радіочастотна потужність, поглинена системою спинів, дорівнює

Якщо взаємодія системи спинів з радіочастотним полем досить мало, можна припустити, що реакція системи спинів пропорційна цьому полю і може бути записана у вигляді

де - не залежні від речовинна і уявна частини радіочастотної сприйнятливості, що визначається співвідношеннями

Тут символ позначає речову частину.

Метод обчислення та заснований на уявленнях про мікроскопічну структуру системи спинів, буде викладено в гол. IV.

Підставляючи (III.6) в (III.5), знайдемо Порівнюючи цей вираз з (III.4) і використовуючи формулу (III.1) для одержуємо

Читача не повинно бентежити ту обставину, що, згідно з прийнятим позначенням, отже, може набувати негативних значень. Поглинена потужність буде позитивна, оскільки вона пропорційна добутку або (оскільки).

Можна відзначити, що у співвідношенні (III.8), яке пов'язує і статичну сприйнятливість, відсутні квантовомеханічні величини. Це є наслідком так званих співвідношень Крамерса-Кроніга; останні справедливі для лінійних систем і пов'язують речову та уявну частини їхньої реакції на синусоїдальне збудження. Ці співвідношення, що мають вигляд

будуть виведені наприкінці цього розділу. символ означає, що інтеграли беруться у сенсі їхнього головного значення

Застосовуючи ці формули при дослідженні ядерного магнетизму потрібно дотримуватись певної обережності. Згідно з визначенням, в (III.6) є парною, а - непарною функціями. Якщо вплив протилежно обертається компоненти можна знехтувати. Нехай

є реакцією на магнітне поле, що обертається з частотою

Реакція на лінійно поляризоване поле тобто на суму двох полів, що обертаються в протилежних напрямках, у разі лінійної системимає вигляд

Оскільки доки частота далека від резонансної частоти, величини дуже малі, то, підставляючи ці значення (III.8а), вважаючи і нехтуючи малими членами; отримуємо співвідношення Крамерса - Кронига у більш зручній для наших цілей формі

Якщо - парна функція (симетрична резонансна крива), то з першого співвідношення (III.8в) випливає, що - парна функція і Щоб отримати вираз (III.8), покладемо в першому співвідношенні (III.8а) Тоді

Записавши де стала, а - функція форми, нормована до одиниці, отримаємо разів більш чутливими, ніж статичні.

Простоту результатів, отриманих для слабких радіочастотних полів, слід протиставити ускладненням, які виникають у випадку, коли радіочастотне поле стає досить сильним, щоб викликати насичення. Щоб мати можливість передбачити поведінку системи спинів, схильної до сильних радіочастотних збурень, потрібно зробити певні припущення щодо внутрішньої структури цієї системи, природи ширини лінії та механізмів релаксації. Для вельми приватної моделі (немає взаємодії між спинами і немає сильних зіткнень) відповідні обчислення були проведені гол. ІІ.

Нехай шар речовини падає стаціонарний потік нейтронів. Вважатимемо, що енергію падаючих нейтронів ми можемо плавно змінювати. Тоді можна побачити, що з певних значень кінетичної енергії нейтрона спостерігається різке збільшення ймовірності захоплення частинок ядрами речовини з утворенням складеного ядра. Це явище отримало назву резонансного поглинання. Резонансне поглинання відбувається у тому випадку, коли енергія падаючої частки така, що проміжне ядро, що утворюється, близько до одного з його квантових станів. Схема розташування рівнів енергії ядра мішені та складеного ядра наведена на рис. 2.3.1.

Рівні енергії ядра - мішені та складеного ядра

Енергія E 0 відповідає збудженому стану складового ядра при захопленні ядром - мішенню нейтронів з нульовою кінетичною енергією (931 МеВ - енергія спокою нейтрону).

Нейтрон, потрапляючи у поле ядерних сил, розганяється і при безпосередньому зіткненні віддає не збудженню E = 8 МеВ. Тому, знаючи енергію E 0 можемо знайти рівень основного стану складового ядра, а потім вже можемо накреслити розташування квантових рівнів складового ядра.

Залежно від кінетичної енергії падаючого нейтрону знову утворене складове ядро ​​має різну енергію збудження. Згідно зі схемою на рис. 2.3.1. при нульовій кінетичній енергії нейтрону складове ядро ​​не перебуватиме у своєму квантовому стані. Якщо ж нейтрон має кінетичну енергію, що дорівнює E n = E 1 - E 0 = E* до, то в цьому випадку утворене складове ядро ​​матиме енергію, яка відповідає квантовому рівню, тому ймовірність захоплення нейтрона з енергією E до = E 1 - E 0 буде значною. Існує також ще ряд енергій нейтрону, при яких спостерігатиметься резонансне захоплення (наприклад, E до = E 2 - E 0).

Згідно з квантовою механікою кожен із збуджених рівнів має певну ширину, оскільки має кінцевий середній час життя. Відповідно до цього існує деякий інтервал енергій нейтрону, у яких відбуватиметься резонансне поглинання. Якщо ширина квантового рівня стає порівнянною з відстанню між рівнями, то поняття резонансного поглинання стає неприйнятним. При енергії збудження Eв 8 МеВвідстань між рівнями на важких ядрах становить (110) еВ. У цьому випадку нейтрони, що мають кінетичну енергію в межах E» (1¸100) еВ, будуть резонансними. Якщо ж ми матимемо справу з легкими ядрами, то відстань між рівнями при Eвозб » 8 МеВмає значення порядку 10 4 еВ, тобто. резонансне поглинання спостерігатиметься при енергії нейтрону Е n » 10 4 еВале при цьому сам перетин поглинання різко зменшується, і яскраво виражених резонансів не спостерігається.

При кінетичній енергії нейтрону ~ 1 МеВ утворюється складове ядро ​​матиме енергію збудження приблизно Ев » 9 МеВ. Але за таких енергіях відстані між рівнями стають одного порядку із шириною рівня, тому резонансне поглинання у разі відсутня.

На ізольованому резонансі залежність перерізу захоплення нейтрону від енергії описується формулою Брейта - Вігнера, отриманої методами квантової механіки:

де А – деяка постійна, Е r – резонансна енергія нейтрона, Е- Енергія нейтрона, Г - ширина рівня. Зразковий графік залежності s( Е) наведено на рис. 2.3.2.

Залежність перерізу взаємодії нейтронів з ядрами від енергії у сфері резонансу

Припустимо, є два зразки (умовно вважатимемо перший джерелом-випромінювачем, а другий - приймачем-поглиначем випромінювання) з однаковими атомами (і ядрами) у їхньому складі. Це означає, що положення рівнів енергії основного Є жні збудженого? віз станів у них однаково. Припустимо також, що є спосіб ініціювати збуджений стан ядер першому зразку, тобто. зробити його джерелом квантів (електромагнітних хвиль), що випускаються, через відповідні енергетичні переходи. Спектральна лінія джерела з енергією випромінювання Е іт6 - Е осн = АЕна частотній

шкалі буде при частоті ю= ^ у ° з6 -. Можна оцінити

природну ширину Р цієї спектральної лінії (тобто мінімальну ширину, яка визначається співвідношенням невизначеностей (див. підрозділ 8.2) і не залежить від експериментальної апаратури). Використовуємо для цієї оцінки співвідношення (8.6) та отримаємо

де за Р прийнята величина, що відповідає ширині ідеальної спектральної лінії на половині її висоти, а т - характерний час життя ядра у збудженому стані.

Відношення природної ширини спектральної лінії до значення енергії переходу (для резонансного переходу З 57 -> Fe 57 наприклад) становить:

Звідси видно, що у відносному уявленні така спектральна лінія дуже вузька.

Якщо тепер направити це випромінювання другого, аналогічний першому, зразок, то з виконання резонансних умов у ньому мало статися зворотне явище, тобто. резонансне поглинання. Справді, енергія випущених у-квантів точно відповідає різниці в енергіях? вшб - Єжн.Однак є, принаймні, два фактори, які засмучують такий резонанс. Першим фактором є віддача, яку відчуває ядро ​​при випромінюванні у-кванта. Визначимо величину енергії Rвіддачі.

У моделі вільних ядер закон збереження імпульсу вимагає, щоб імпульс ядра, що у збудженому стані, до енергетичного переходу рівний нулю, дорівнював сумарному імпульсу ядра і кванта випромінювання після випромінювання, тобто. р, = р я(імпульс кванта дорівнює p t = Е у / с,де Е у -енергія кванта; з -швидкість світла). Тому

Величина R,як правило, на кілька порядків більше Г для всіх придатних для спостереження резонансного ефекту ядер (у разі розглянутого прикладу R/Y- 10 5). Для порівняння зазначимо, що у разі оптичних електронних переходів з енергіями -1-10 еВ, при порівнянній по порядку з ядерним випадком величині природної ширини Г - 10 -8 еВ, енергія віддачі атомної системи становить R- 10 -9 -10 -п еВ, тобто. малу (порівняно з природною шириною) величину R/T

Через наявність віддачі у разі ядерних енергетичних переходів спектральна лінія випромінювання вільного ядра зміститься за шкалою енергій на величину енергії Rвіддачі у бік її зменшення. Саме собою це зміщення мало, особливо проти енергією кванта (10 4 эВ), проте, воно велике проти природною шириною спектральної лінії (10 -8 эВ). Аналогічно зміститься також спектральна лінія поглинання (бо й тут треба враховувати енергію віддачі ядра, що поглинає), але у бік великих енергій (віддача «навпаки», тобто з негативним знаком). Лінії, природна ширина яких ~10 -8 еВ, розійдуться на величину 2 R= 10 _3 е (рис. 9.10). Таким чином, виявляється, що в умовах практично немає перекриття спектральних ліній (умова резонансу не дотримується), а отже, немає і резонансного поглинання.

Мал. 9.10.

Другим фактором, що заважає спостереженню резонансу, є тепловий рух атомів. Різні ядра можуть випускати у-кванти, перебуваючи в безладному тепловому русі. При цьому внаслідок хаотичного прояву доплер-ефекту (див. підрозділи 1.5.2.2 та 2.8.4) відбудеться розширення ліній випромінювання та поглинання (до ширини, позначеної на рис. 9.10, як D),причому при кімнатній температуріце розширення набагато більше природної ширини ліній (вузькі лінії на рис. 9.10). В результаті тільки «хвости» спектральних ліній можуть частково перекриватися (виділені пунктиром області на рис. 9.10), і поглинання становитиме незначну величину очікуваного ефекту.

Зовсім інша картина буде спостерігатися, якщо впровадити ядра-джерела та ядра-поглиначі в тверде тіло, Наприклад, в кристалічну решітку. В цьому випадку при аналізі слід розглядати як замкнуту систему весь кристал в цілому. Теорія ефекту (при енергіях у-квантів менших, ніж енергія зв'язку атомів у кристалі) показує, що при випромінюванні одним з ядер у-кванта можуть бути реалізовані дві можливості. Першою можливістю є створення в кристалі пружної хвилі, колективного збудження - фонону (див. підрозділ 2.9.5 і далі 10.3.1), який забере із собою надлишок енергії у-кванта. Це розсіяний "нерезонансний" квант. Інший можливістю може бути випромінювання у-кванта, коли енергія віддачі передається всьому кристалу цілком (поглинання без збудження фононів). При цьому формулу (9.58) для енергії віддачі замість маси ядра т я,що випустив у-квант, тепер слід підставити макроскопічну масу (М» т я)кристала, тоді віддача стане практично рівною нулю, а енергія у-кванта - рівної різниці енергій

?„озб - Еосн-Оскільки розглядається випромінювання ядра, безпосередньо закріпленого в кристалі, доплерівське розширення з допомогою теплового руху також мало проти вільними ядрами. В результаті лінії випромінювання та поглинання звузяться майже до природної ширини, площі їх перекриються (максимуми суміщаться) - настане резонанс.

де - середній квадрат зміщення ядер із положення рівноваги при теплових коливаннях атомів (у напрямку вильоту квантів - вздовж осі Ох)

Явище резонансного поглинання у-кванта у твердому тілі було вперше виявлено німецьким фізиком Р. Мессбауером у 1958 р., і сам ефект має його ім'я. Ефект полягає у випромінюванні та резонансному поглинанні у-променів без віддачі.Відповідно до теорії, розробленої Лембом і Мессбауером, відношення числа резонансно випущених (або поглинених) гама квантів до них загальному числу, що називається ймовірністю ефекту Мессбауера (або фактором Дебая - Валлера), визначається як

X =- - Довжина хвилі випущеного (поглиненого) кванта.

Тобто ймовірність/" прямо (експоненційно) пов'язана з рухливістю атомів у кристалі.

Як можна спостерігати резонансне поглинання променів в експерименті? Пояснимо це з використанням схеми, наведеної на рис. 9.11.

Припустимо, що речовини джерела випромінювання та поглинача однакові (однакові їх електронно-ядерні системи) і знаходяться в однакових зовнішніх умовах. Максимальна величина резонансного поглинання повинна спостерігатися, коли джерело випромінювання лежить щодо поглинача (швидкість відносного переміщення про = 0). При русі, наприклад, джерела щодо поглинача, це резонансне поглинання може бути легко засмучене шляхом зміни енергії випромінювання за рахунок доплер-ефекту, для цього потрібні дуже малі швидкості, оскільки необхідно «розсунути»

лінії випромінювання та поглинання Мал. 9.11. Схема експериментальної на малу величину енергії, рів- установки для спостереження

ну кільком Г, а не R.ефекту Мессбауера

З умови --- ~ 10 -12 можна оцінити швидкість віднос- А Е з

ного руху джерела та поглинача, здатну зруйнувати резонанс. Виходять вражаючі цифри (від часток мм/с до см/с) і висновок: незважаючи на те, що у-кванти поширюються зі швидкістю світла, відносний рух з невеликою швидкістю засмучує резонанс!

Вимірюючи інтенсивність джерела, що пройшло через поглинач випромінювання залежно від швидкості руху щодо поглинача, отримують абсорбційний мессбауеровський або гамма-резонансний спектр (спектр поглинання - рис. 9.12).

Мал. 9.12. Експериментальний гамма-резонансний (месбауерівський) спектр поглинання антиферомагнетика FeF 3 відзнятий при 4 К

Усі інші процеси взаємодії у-випромінювання з речовиною, які супроводжують розглянутим, але з носять резонансний характер, тобто. не залежать від відносної швидкостіруху джерела випромінювання та поглинача, що не спотворюють спектральної картини і безпосередньо не виявляються в мессбауерівському спектрі.

Можливі також інші експериментальні методики, засновані на ефекті Мессбауера, зокрема, що використовують як досліджувану речовину саме джерело випромінювання, що містить радіоактивні ядра, а в якості поглинача - якесь стандартне речовина. Цей варіант спектроскопії називається емісійним,а також досліди з розсіяним резонансним випромінюванням та ін.

Хімічні застосування ефекту Мессбауера та гамма-резонансної спектроскопії, що базується на ньому, розглянуті в підрозділі