Биогенный магнетит и магниторецепция. Новое о биомагнетизме. Том 2 - Киршвинк Дж.
ISBN 5-03-001275-3
Скачать (прямая ссылка):
В магнитном поле снимается четырехкратное вырождение возбужденного состояния с / = 3/2 и двухкратное вырождение основного состояния с I = 1/2. Величина расщепления уровней зависит от напряженности магнитного поля у ядра и от магнитного момента ядра в основном и возбужденном состояниях. Из восьми переходов между четырьмя подуровнями возбужденного состояния и двумя подуровнями основного разрешены всего шесть, и в мёссбауэровском спектре обычно наблюдается только шесть линий (рис. 13.3). Внутреннее магнитное поле (магнитное поле сверхтонкого взаимодействия Ны) обусловлено взаимодействием ядерного магнитного момента с магнитным моментом
1,00
0,90
-10,0 -5,0 О 5,0 10,0
Скорость, мм/с
Рис. 13.3. Мёссбауэровский спектр металлического железа при комнатной температуре.
атома в делом. Для Fe3 + , находящегося в высокоспиновом состоянии и имеющего пять неспаренных электронов, #м обычно составляет величину ~ 500 кЭ и имеет отрицательный знак, т. е. вектор напряженности внутреннего магнитного поля антипараллелен атомному магнитному моменту. У двухвалентного железа Fe2+ атомный магнитный момент, как правило, меньше и в большей степени меняется от соединения к соединению из-за различий в орбитальных вкладах; соответственно поле Ны меньше и более вариабельно. В металлическом железе, где магнитный момент атома равен 2,2цв (цв- магнетон Бора), напряженность внутреннего магнитного поля равна — 330 кЭ (при комнатной температуре).
Магнитное поле вызывает прецессию магнитного момента ядра с частотой vL, пропорциональной напряженности поля; время одного оборота называется временем ларморовской прецессии. Для атома Fe3 + с |ЯМ | = 500 кЭ оно равно ~ 10“7 с. Если частота колебаний напряженности поля или изменения его знака, обусловленные флуктуациями атомного магнитного момента, меньше, чем время ларморовской прецессии, то магнитное расщепление не наблюдается и мёссбауэровский спектр представляет собой одну линию (или квадрупольный дублет). Как правило, именно такая картина имеет место в случае парамагнитных атомов железа. В то же время для соединений, в которых железо находится в ферро-, ферри- или антиферромагнитном состоянии, когда каждый атомный магнитный момент жестко ориентирован в кристаллической решетке, в спектре наблюдаются все шесть линий. С повышением температуры и достижением точки Кюри или точки Нееля (температуры исчезновения магнитной упорядоченности), выше которой вещество становится парамагнитным, расщепление пропадает и спектр сжимается в одну линию (или квадрупольный дублет).
Магнитное расщепление может наблюдаться и в парамагнетиках,
когда спин электрона ориентирован во внешнем магнитном поле. Величина магнитного сверхтонкого расщепления при этом зависит от степени поляризованности или намагниченности парамагнетика, которая увеличивается с увеличением отношения Н0/Т до максимального значения, соответствующего состоянию магнитного насыщения. При наличии внешнего поля начинают играть роль еще два фактора. Во-пер-вых, магнитное поле у ядра Нп теперь представляет собой векторную сумму внешнего поля Н0 и внутреннего поля Ны:
Hn = Hhf + H0. (4)
В парамагнетиках, где атомный момент параллелен Н0, это векторное уравнение сводится к скалярному и величина Н0 просто прибавляется к #м или вычитается из нее. Поскольку величина Ны обычно отрицательна, напряженность результирующего поля равна разности Ны и Н0. Например, в случае атомов Fe3+ с | Hh[ | = 500 кЭ, помещенных при низкой температуре во внешнее поле напряженностью 60 кЭ, будет наблюдаться расщепление, соответствующее полю напряженностью 440 кЭ. Во-вторых, относительная интенсивность спектральных линий зависит от ориентации Нп относительно направления распространения у-излучения. Если у-кванты распространяются параллельно направлению поля, то интенсивности шести линий спектра относятся как 3:0:1:1:0:3. Если у-кванты распространяются перпендикулярно направлению поля, то отношение интенсивностей равно 3:4:1:1:4:3. В поликристаллическом, магнитно упорядоченном образце отношение интенсивностей усредняется и имеет вид 3:2:1:1:2:3.
Аналогичные эффекты будут наблюдаться и для любого магнитно упорядоченного вещества, помещенного во внешнее магнитное поле (Chappert et al., 1979). В ферромагнетиках вектор намагниченности обычно ориентирован параллельно Н0, и напряженность магнитного поля у ядра равна разности Ны и #0. Интенсивности линий спектра при этом следуют приведенным выше закономерностям. В случае фер-римагнетиков, содержащих две или более магнитных подрешетки с противоположно ориентированными магнитными моментами, результирующий магнитный момент ориентирован параллельно приложенному полю, и величина Н0 будет вычитаться из Ны тех атомов, магнитные моменты которых параллельны результирующему магнитному моменту, и складываться с Ны тех атомов, чьи моменты анти-параллельны ему. У антиферромагнетиков магнитные моменты двух антипараллельных магнитных подрешеток взаимно компенсируются, поэтому результирующий магнитный момент, который мог бы ориентироваться во внешнем магнитном поле, равен нулю. Внешнее поле просто приводит к уширению линий спектра, не меняя их положения и относительной интенсивности.
