Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор экспериментальных и теоретических исследований мессбауэровских спектров магнитных наноматериалов 10
Глава 2. Восстановление распределения сверхтонких полей в наномагнетиках на основе анализа гамма-резонансных спектров методом DISCVER 26
2.1. Специфические формы мессбауэровских спектров наноструктурированных магнитных сплавов Fe-Cu-Nb-B 26
2.2. Основные идеи и принципы реализации метода DISCVER для анализа гамма-резонансных спектров 31
2.3. Компьютерная реализация метода DISCVER в операционной системе Windows 45
2.4. Структурные и магнитные свойства наноструктурированных магнитных сплавов Fe-Cu-Nb-B, восстановленные из анализа мессбауэровских спектров методом DISCVER 61
Глава 3. Мессбауэровские спектры наномагнетиков в обобщенной двухуровневой модели релаксации 80
3.1. Гамма-резонансные спектры в классической двухуровневой модели релаксации суперпарамагнитной частицы 80
3.2. Обобщенная двухуровневая модель релаксации магнитных моментов взаимодействующих однодоменных частиц 84
3.3. Мессбауэровские спектры взаимодействующих однодоменных частиц в обобщенной двухуровневой модели релаксации 86
3.4. Мессбауэровские спектры наноструктурированных магнитных сплавов Fe-Cu-Nb-B в обобщенной двухуровневой модели релаксации 91
Глава 4. Гамма-резонансные спектры наномагнетиков во вращающемся сверхтонком поле 95
4.1. Вращение магнитного момента однодоменной частицы в поле магнитной анизотропии 95
4.2. Мессбауэровские спектры во вращающемся сверхтонком поле 97
4.3. Перенормировка ядерных g-факторов в пределе высоких частот вращения сверхтонкого поля 101
4.4. Мессбауэровские спектры однодоменной магнитной частицы в условиях вращения сверхтонкого поля 104
4.5. Спектры наночастиц с ромбической магнитной анизотропией 108
4.6. Спектры наночастиц с кубической магнитной анизотропией 111
Заключение 114
Основные результаты и выводы 116
Список публикаций по теме диссертации 117
Цитируемая литература 118
- Обзор экспериментальных и теоретических исследований мессбауэровских спектров магнитных наноматериалов
- Основные идеи и принципы реализации метода DISCVER для анализа гамма-резонансных спектров
- Обобщенная двухуровневая модель релаксации магнитных моментов взаимодействующих однодоменных частиц
- Перенормировка ядерных g-факторов в пределе высоких частот вращения сверхтонкого поля
Введение к работе
Системы магнитных частиц или кластеров малых размеров (порядка нескольких нанометров), так называемые наноструктурированные магнитные материалы (наномагнетики), привлекают большое внимание исследователей благодаря их необычным физическим свойствам. При этом возрастающий интерес к этому относительно новому классу материалов обусловлен не только существующей возможностью систематического исследования на их примере фундаментальных свойств малых кластеров и доменов, но и широкой областью их применения в нанотехнологии магнитных и магнитооптических устройствах записи информации, приборов цветного изображения, биотехнологии, ЯМР-томографии и феррожидкостях [1,2].
Гамма-резонансная (мессбауэровская) спектроскопия является одним из основных методов, который успешно используется для исследования структурных, магнитных и термодинамических свойств наномагнетиков. Анализ мессбауэровских спектров поглощения обеспечивает получение информации о фазовом составе, локальной кристаллической симметрии и размере частиц, а также о локальных магнитных характеристиках, таких как энергия магнитной анизотропии и параметры магнитной релаксации [3]. Для построения теории мессбауэровских спектров наномагнетиков необходимо, прежде всего, задать некоторую определенную модель для описания динамики магнитной подсистемы образца, как за счет тепловых флуктуации, так и под действием внешних и внутренних магнитных полей, которая должна отражать наличие сложных процессов магнитной релаксации в частицах или кластерах малых размеров. Такие релаксационные процессы, которые на макроскопическом уровне проявляются, например, как перемагничивание образца с ярко выраженными гистерезисными свойствами, не могут происходить в наномагнетиках однородно по всему объему образца и носят в общем случае случайный характер. Эти же релаксационные процессы влияют и на мессбауэровские спектры поглощения, но при этом в спектрах поглощения находят свое отражение более тонкие аспекты магнитной релаксации, которая в случае ансамбля частиц или кластеров малых размеров должна носить стохастический характер. Проблема описания магнитной динамики системы малых частиц решается в течение довольно длительного времени [3], и существует немало моделей различной степени сложности, однако окончательно эта проблема еще не решена, и при решении каждой новой конкретной задачи необходимо найти компромисс между адекватным реальной ситуации описанием и разумной с точки зрения расчетов сложностью модели.
Использование гамма-резонансной спектроскопии как метода исследования наномагнетиков подразумевает не только необходимость создания соответствующей теории, но и разработку методики анализа экспериментальных спектров на базе этой теории. Мессбауэровские спектры наномагнетиков в большинстве случаев состоят из большого числа, зачастую перекрывающихся линий, соответствующих неэквивалентным позициям мессбауэровского атома в образце, и анализ таких спектров представляет собой довольно непростую задачу. Существующие подходы к решению этой проблемы не обладали достаточной степенью общности, так что развитие адекватного метода анализа мессбауэровских спектров как в случае наномагнетиков, так и для большинства материалов со сложным составом является чрезвычайно актуальным.
Цель работы - разработка теоретических подходов и методов анализа для описания мессбауэровских спектров наноструктурированных магнитных материалов.
Для достижения этой цели были поставлены и решены следующие задачи:
- разработан и реализован в виде компьютерной программы под операционную систему Windows новый метод DISCVER («Дискретные версии») для анализа мессбауэровских спектров, позволяющий находить дискретные представления с максимально возможным для заданного уровня статистического качества спектра числом компонент с хорошо определенными параметрами. Метод успешно использован для извлечения информации о магнитных и структурных характеристиках из мессбауэровских спектров наноструктурированных магнитных материалов;
- разработана обобщенная двухуровневая модель релаксации магнитных моментов взаимодействующих однодоменных частиц и развит формализм для описания гамма-резонансных спектров в этой модели, который апробирован на примере мессбауэровских спектров наноструктурированных магнитных сплавов Fe-Cu-Nb-B;
- проведен последовательный учет вращения магнитного момента однодоменной частицы в поле магнитной анизотропии и выполнен соответствующий анализ мессбауэровских спектров во вращающемся сверхтонком поле для системы однодоменных частиц с аксиальной, ромбической и кубической магнитной анизотропией.
Научная новизна.
Полученные в диссертации результаты представляют собой теоретическую базу для существенного усовершенствования методов анализа мессбауэровских спектров магнитных наноматериалов:
- Реализованный в операционной системе Windows метод DISCVER для анализа мессбауэровских спектров, позволяет существенно усовершенствовать стандартный метод поиска распределений сверхтонких полей в силу принципиальной возможности не только оценки среднеквадратичных ошибок в полученных распределениях, но и поиска разнообразных форм искомых распределений.
- Проведено обобщение стандартной двухуровневой релаксационной модели на случай взаимодействующих однодоменных магнитных частиц, которое приводит к реализации разнообразных по своей форме релаксационных мессбауэровских спектров поглощения и позволяет качественно описать нестандартные особенности, наблюдающиеся в экспериментальных спектрах магнитных наноматериалов. - Показано, что вращение магнитного момента суперпарамагнитной частицы вокруг легкой оси магнитной анизотропии качественным образом изменяет форму мессбауэровских спектров магнитной сверхтонкой структуры вследствие перенормировки ядерных g-факторов.
Предсказанные эффекты могут в существенной степени модифицировать устоявшуюся схему анализа экспериментальных мессбауэровских спектров магнитной сверхтонкой структуры. Практическая ценность.
Развиты новые подходы к анализу релаксационных мессбауэровских спектров магнитных наноматериалов, которые могут быть эффективно использованы для исследования магнитных свойств широкого класса наноструктурированных магнитных материалов, что вызывает несомненный интерес в связи с использованием этих материалов в качестве элементной базы магнитных и магнитооптических устройств записи информации.
Разработан ориентированный программный комплекс с использованием визуальных компонент в операционной системе Windows для реализации метода DISCVER, который дает огромные преимущества по сравнению со стандартными методиками анализа мессбауэровских спектров практически для всех исследуемых материалов, особенно в случае магнитных систем разного рода.
Развитые в диссертации обобщенная двухуровневая модель взаимодействующих однодоменных магнитных частиц и учет вращения сверхтонкого поля на ядре вокруг осей легчайшего намагничивания наночастиц необходимо принимать во внимании при разработке моделей для анализа мессбауэровских спектров магнитных наноматериалов, что приведет к существенной коррекции физической информации об исследуемых объектах, получаемой из анализа экспериментальных данных. Положения, выносимые на защиту:
1. Разработан не имеющий аналогов пакет компьютерных программ для реализации метода DISCVER в операционной системе Windows, на базе которого можно проводить эффективный анализ мессбауэровских спектров магнитных наноматериалов.
2. Развита обобщенная двухуровневая модель релаксации магнитных моментов взаимодействующих однодоменных частиц, которая приводит к нетривиальной трансформации релаксационных мессбауэровских спектров поглощения магнитных наноматериалов.
3. В рамках анализа спектров поглощения наноструктурированного магнитного сплава Fe79CuiNb7B13 установлено, что взаимодействие между наночастицами может оказаться решающим фактором в формировании спектров сверхтонкой структуры.
4. Выявлен механизм формирования спектров сверхтонкой структуры во вращающемся сверхтонком поле, связанный с перенормировкой ядерных g-факторов.
5. Эффекты вращения сверхтонкого поля приводят к кардинальной трансформации гамма-резонансных спектров однодоменных частиц с аксиальной, ромбической и кубической магнитной анизотропией.
Апробация. Основные результаты диссертации были доложены на VIII и IX Международных конференциях по применению эффекта Мессбауэра (Санкт-Перербург, 2002г. и Екатеринбург, 2004г.), Международной конференции по микро- и наноэлектронике (Москва-Звенигород, 2005г.), V Национальной конференции по применению рентгеновского, синхротронного излучения, нейтронов и электронов для исследования наноматериалов и наносистем (Москва, 2005г.).
Публикации. Основное содержание диссертации изложено в 8 печатных работах, список которых приведен в конце диссертации.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, выводов, списка публикаций автора и списка цитируемой литературы (78 наименований). Работа содержит 124 страницы, 68 рисунков и 1 таблицу.
Обзор экспериментальных и теоретических исследований мессбауэровских спектров магнитных наноматериалов
Высокая эффективность мессбауэровской спектроскопии в исследованиях магнитных и структурных свойств наноструктурированных магнитных сплавов на основе железа была продемонстрирована в целом ряде работ [4-13]. Такие материалы состоят из кристаллических зерен cc-Fe нанометрового размера (наночастицы), погруженных в аморфную матрицу, а мессбауэровские спектры представляют собой суперпозицию хорошо разрешенной сверхтонкой магнитной структуры, соответствующей наночастицам, и сильно размытой магнитной компоненты, обычно приписываемой аморфной матрице (см. рис. 1).
Мессбауэровские спектры магнитных материалов в большинстве случаев состоят из большого числа, зачастую перекрывающихся линий, соответствующих неэквивалентным позициям мессбауэровского атома в образце, и анализ таких спектров сам по себе представляет собой довольно непростую задачу. Спектры обычно анализируются на основе групп линий (субспектров), формирующихся за счет сверхтонкого взаимодействия в статическом сверхтонком магнитном поле на ядре, и линий, обусловленных квадрупольным взаимодействием при наличии градиента электрического поля на ядре. Для наиболее широко используемого в гамма-резонансной спектроскопии изотопа 57Fe сверхтонкое магнитное поле расщепляет уровни основного состояния ядра со спином Ig = 1/2 на два подуровня с разными проекциями спина mg на направление сверхтонкого поля, а возбужденное состояние с энергией EQ - 14.4 кэВ и спином le = 3/2 - на четыре подуровня с разными проекциями спина те, в полном соответствии с энергиями зеемановского взаимодействия магнитных моментов ядра со сверхтонким магнитным полем Н/,/[14-17]: где juN - ядерный магнетон, ggi6 - ядерные g-факторы и I(g,e) - ядерные спины для основного и возбужденного состояний ядра, соответственно. Схема расщепления энергетических уровней ядра показана на рис. 1а.
Между расщепленными подуровнями ядра в возбужденном и основном состояниях могут происходить переходы, которые и наблюдаются в экспериментальных спектрах поглощения как некая совокупность линий, положения и интенсивности которых полностью определяются гамильтонианами (1.1) и мультипольностью соответствующего перехода из основного состояния ядра - в возбужденное. В случае ядер 57Fe реализуется магнитное дипольное излучение типа МІ, для которого запрещены переходы с изменением проекции спина ядра более чем на единицу (mg =±1/2- те =+3/2), и поэтому спектр поглощения состоит не из 8 линий, которые соответствуют схеме расщепления на рис. 1а, а из 6 линий - так называемый магнитный секстет. При этом положения линий определяются очевидными выражениями: где gg 0.18, ge -0.10 для ядер Fe. Для поликристаллических образцов или магнитных сплавов, когда направление сверхтонкого поля на ядре не выделено специальным образом и имеет произвольную ориентацию, интенсивности соответствующих линий спектра связаны отношением 3:2:1:1:2:3 (см. рис.16).
Подавляющее большинство мессбауэровских спектров магнитных материалов анализируется именно на основе этого магнитного секстета. Экспериментальные спектры представляются в виде комбинации секстетов, соответствующих различным значениям сверхтонкого поля, появление которых может быть связано с наличием разных магнитных фаз, магнитных подрешеток в ферро- и антиферромагнитных веществах, а также наличием дефектов в кристаллической структуре (см. рис.1). Если экспериментальные спектры не укладываются в данную схему анализа, то привлекаются более сложные модели для описания так называемых релаксационных эффектов (например, в случаях парамагнетиков, феррожидкостей, суперпарамагнитных частиц и т.д.), когда величина и направление сверхтонкого поля на ядре меняется во времени случайным образом за счет спин-решеточных, спин-спиновых или других релаксационных процессов.
Экспериментальная техника позволяет проводить измерения с высокой степенью точности, и извлечение параметров сверхтонкой структуры требует соответствующей математической обработки, которая была бы адекватна возможностям эксперимента. Существующие подходы к решению этой проблемы можно условно разделить на две основные группы. При относительно небольшом числе линий спектра обычно используется хорошо известный метод %2 - метод наименьших квадратичных ошибок [18-20]. Для аморфных материалов и магнитных сплавов, включая наноструктурированные магнитные материалы, где, как правило, имеет место наложение большого числа линий от неэквивалентных позиций мессбауэровских ионов, приходится вводить непрерывные распределения сверхтонких полей и проводить анализ с большим числом линий, сравнимых с числом точек мессбауэровского спектра. Эта процедура хорошо известна как некорректно поставленная задача [3], и использованию этой процедуры для анализа мессбауэровских спектров посвящено достаточно большое число работ[21-25].
Не вдаваясь пока в математические нюансы этих подходов, следует отметить существенное различие между ними. В методе х2 целью анализа является извлечение параметров линий спектра с указанием точности их определения, т.е. с указанием среднеквадратичных ошибок в этих параметрах. Во втором методе фактически отсутствует количественная информация в том смысле, что в нем не заложена процедура определения ошибок извлекаемых параметров. При более внимательном рассмотрении оказывается, что и метод х2 во многих случаях также не является количественным методом. Процедура определения ошибок реализуется в этом методе лишь в тех случаях, когда точно известна модель спектра, т.е. число линий в нем. Последняя информация оказывается, как правило, недоступной заранее, т.е. до проведения анализа, вследствие чего приходится использовать приближенные, а в некоторых ситуациях и довольно грубые модели спектра.
В математической статистике существуют хорошо известные математические методы определения достоверности используемых для анализа моделей (гипотез) [26], однако имеющиеся критерии достоверности гипотез являются достаточно жесткими: необходимо, чтобы параметр % был с высокой точностью близок единице, что во многих нетривиальных случаях, включая анализ мессбауэровских спектров магнитных материалов, не выполняется. Естественно, что в таких ситуациях вопрос о точности извлекаемых параметров остается полностью открытым.
Наиболее популярным способом анализа мессбауэровских спектров магнитных материалов является метод, в котором вводят в рассмотрение непрерывные распределения сверхтонкого поля Hhf [27,28], и основным преимуществом этого подхода является то, что он не требует априорной информации о форме искомых распределений. Кратко суть этого метода можно сформулировать следующим образом [21].
Основные идеи и принципы реализации метода DISCVER для анализа гамма-резонансных спектров
Метод DISCVER был разработан несколько лет назад для анализа сложных мессбауэровских спектров. Данный метод позволяет находить модели спектров с максимально возможным числом значимых линий, у которых средние значения и дисперсии всех параметров каждой линии в модели являются хорошо определенными с физической точки зрения [43]. Мессбауэровский спектр поглощения представляет собой свертку линии источника Ls(v) и спектра поглотителя Fa(v); Здесь В - число прошедших через поглотитель у-квантов вдали от резонанса. Функция Ls(v) определяется естественной шириной линии Г0 и плотностью распределения линий в источнике ps(v): где fs - вероятность эффекта Мессбауэра в источнике. Спектр поглотителя определяется следующим выражением: Здесь ра(х) - плотность распределения линий в поглотителе, аа - эффективная толщина поглотителя. В случае "тонкого поглотителя" ( та «1) и однолинейного источника здесь Г = 2Г0 - удвоенная естественная ширина линии. Экспериментальный спектр iV(v() измеряется в конечном числе точек v, и содержит статистический шум „ так что Как правило, предполагается, что шум некоррелирован, т.е. Обычно плотность линий в поглотителе ра(х) задается в виде конечного числа щ линий определенной формы: Здесь ак определяют интенсивности, а 4 положения линий. Формы отдельных линий часто задаются лоренцианами: оценить качество подгонки экспериментального спектра или выбрать оптимальную модель, если имеется несколько вариантов для описания спектров [18, 26]. Параметр $ является случайной величиной с распределением (г), которое при большом числе степеней свободы г-п-пр асимптотически стремится к нормальному распределению [26].
Нормировочный коэффициент 1/(и - пр) в формуле (11.11) выбран таким образом, чтобы с учетом метода оценивания (11.12) среднее значение параметра х1 = 1 в пределе больших г. При этом среднеквадратичное отклонение $ от единицы Метод $ является наилучшей процедурой подгонки при заданном числе линий, однако число линий заранее неизвестно. Казалось бы, что есть простой выход из этой ситуации - брать максимально большое число линий одинаковой формы, например, равное числу точек спектра.
В этом случае имеется простое математическое решение, однако из-за наличия статистического шума это решение, как правило, оказывается неприемлемым с физической точки зрения - появляются линии с отрицательными интенсивностями и т.п. Эта проблема известна как некорректно поставленная задача [3]. Для получения физически разумных решений вводятся ограничения на форму распределения линий путем введения дополнительных членов в функционал (11.11). Так, в работе [21] использовался функционал, ограничивающий вариации интенсивностей Ак в соседних точках: Меняя параметр Л, можно получить решения без отрицательных интенсивностей. Вид сглаживающего члена неоднозначен, и в работе [26] использовался другой дополнительный функционал Формальное сходство второго члена с выражением для энтропии позволяет выделить этот подход в так называемый формализм максимума энтропии.
Возможен и другой подход к решению некорректно поставленной задачи, идея которого базируется на простой физической идее, что число разрешенных компонент в спектре должно зависеть от уровня статистического качества данного спектра, т.е. отношения полезного сигнала к шуму. Таким образом, при заданной точности измерений анализируемого спектра, нет смысла рассматривать линии, интенсивность (площадь под линией) которых А, меньше среднеквадратичной ошибки ДА, в ее определении, что представляет собой так называемый амплитудный критерий: На самом деле этот критерий в методе DISCVER играет роль сглаживающих членов из методов поиска непрерывных распределений сверхтонких полей [21-25], т.е. изначальную некорректно поставленную задачу приводит к физически определенной. Одним из следствий этого критерия является математическая формулировка положения, что при заданном уровне точности измерения спектра невозможно зафиксировать слишком малые расщепления линий, т.е. существует некое минимальное расстояние qo между двумя соседними линиями спектра с заданным отношением сигнал/шум в рассматриваемой области спектра Q,p для которого эти две линии можно разрешить в смысле выполнения критерия (И. 18), отсюда следует критерий расщепления: Вообще говоря, q0 зависит не только от Qip но и от формы линии, которая в мессбауэровской спектроскопии определяется удвоенной естественной шириной линии гамма-резонансного перехода и дополнительным уширением в источнике гамма-излучения. Наиболее эффективные оценки нижней границы до Для двух лоренцевых линий были получены в [43].
Обобщенная двухуровневая модель релаксации магнитных моментов взаимодействующих однодоменных частиц
В данной главе проанализированы мессбауэровские спектры ядер Fe в наноструктурированных сплавах FeyQCiijNbvBn (далее обозначенные как образцы En7, Fn7, Gn7, Нп7 в соответствии с обозначениями, введенными в разделе ИЛ), измеренные в интервале температур 296-810 К. В связи с тем, что для сплава вида Еп7, были проведены 2 серии экспериментов, вводится соответствующий индекс Еп7-1 и Еп7-2, где Еп7-2 повторно нагреваемый образец.
В соответствии с результатами раздела II.2 "максимально плотное" решение (DPS) для произвольного мессбауэровского спектра автоматически находится в рамках метода DISCVER. Далее было проведено уточнение полученных моделей в соответствии с процедурой описанной выше, что позволило получить следующие результирующие модели и распределения сверхтонких полей для всех исследованных образцов, показанные на рис. 38-49. Для наглядности на образцах с большим количеством экспериментальных данных, т.е. на сплавах Fn7, Gn7, Нп7 на рис. 42, 45,48 совмещены мессбауэровские спектры поглощения ядер 57Fe (слева) и соответствующие распределения сверхтонких магнитных полей (справа).
Для образца Еп7-1 результирующая модель спектров, измеренных при Т=296 и 350 К, представляет собой четыре секстета с гауссовым уширением (Х2=1.373 и 1.084). Проведенный анализ спектра при Т=400 К (х2=1.117) не дал различия между двумя секстетами, описывающими аморфную фазу, так что эта фаза была описана всего одной магнитной компонентой. Тоже самое произошло с двумя магнитными компонентами, характеризующими наночастицы в спектре при Т=450 К (%2=1.102), поэтому модель спектров при этой и более высоких температурах состояла из двух секстетов и одного квадрупольного дублета, формально описывающего аморфную фазу (Х2=0.935) см. рис. 38.
Для образца Еп7-2 результирующая модель при Т=330 К представляет собой три секстета и 2 дублета с гауссовым уширением (х =1.084). При дальнейшем анализе модели, проведенном при Т=410 К (х2=1.548), секстет аморфной фазы вырождается, тоже самое происходит с магнитной компонентой, описывающей интерфейсную зону, поэтому модель спектров при этой и более высоких температурах состояла из одного секстета, описывающего наночастицы, и двух дублетов (% =1,018) см.рис. 39. Для образца Fn7 результирующая модель, рассчитанная при Т=296 К, представляет собой пять секстетов с гауссовым уширением (% =1.294). Уже при температуре Т=410 К (х =1,463) один секстет, описывающий аморфную фазу вырождаются в дублет, а также две магнитные компоненты, описывающие интерфейсную зону, становятся неразличимыми. Далее проведенный анализ спектра показывает, что при Т=640 К (х2=1.196) вырождается секстет, описывающий аморфную фазу, а при Т=720 К (X =0.909) две магнитные компоненты, характеризующие наночастицы, становятся не различимыми, так что эта фаза была описана всего одним секстетом и еще одним дублетом, так что итоговая модель спектра при этой и более высоких температурах содержала один секстет и 2 дублета с гауссовым уширением (% =1.029) см. рис. 40-42. Для образца Нп7 результирующая модель, снятая при Т=296 К, представляет собой семь секстетов с гауссовым уширением (/,=1.329).
Проведенный анализ спектра при Т=390 К (х,2=1.600) не дал различия между двумя секстетами, описывающими аморфную фазу, так что данная фаза описана одной компонентой, и один секстет, характеризующий интерфейсную зону, вырождается в дублет. Далее магнитная компонента, описывающая аморфную фазу, вырождается в дублет в спектре при Т=500 К (X =1.085), поэтому модель спектров при этой и более высоких температурах состояла из двух секстетов и двух дублетов линий с гауссовым уширением (Х2=0.962) см. рис. 43-45.
Для образца Gn7 результирующая модель, рассчитанная при Т=296 К, представляет собой четыре секстета и два квадрупольных дублета, описывающих наночастицы, с гауссовым уширением (х2=1.417). Далее при анализе спектра при Т= 700 К (% =1.079), происходит вырождение одного секстета в квадрупольный дублет. Начиная с Т=770 К модель спектров состоит из трех секстетов и двух квадрупольных дублетов с (х =1.026) см. рис. 46-48.
Температурные зависимости соответствующих этим моделям физических параметров: средних значений сверхтонкого поля, относительной площади спектра, изомерного сдвига и квадрупольного расщепления для всех парциальных вкладов компонент приведены на рис. 49-52.
Перенормировка ядерных g-факторов в пределе высоких частот вращения сверхтонкого поля
Физическую природу такой кардинальной трансформации спектров сверхтонкой структуры можно проследить на примере случая высоких частот вращения сверхтонкого поля, когда Q»\cogJ. Как видно из формул (IV. 11) и (IVЛ 2), в этом случае спектр разбивается на центральную группу из 6 двукратно вырожденных линий и боковые группы линий (сателлиты). Анализ формы сателлитов в данной ситуации не представляет интереса, так как для высоких частот Q они уходят далеко за рамки скоростей стандартных мессбауэровских спектрометров (см. рис.60). Основной вклад в интенсивность поглощения дают центральные линии с mg=mg и те = те, и для сечения поглощения имеем следующее приближенное выражение: где - эффективные константы сверхтонкого расщепления для основного и возбужденного состояний ядра, которые находятся из выражения (IV. 11) и определяются перенормированными ядерными g-факторами Как видно из формулы (IV. 14), помимо хорошо известного в мессбауэровской спектроскопии эффективного уменьшения величины сверхтонкого поля пропорционального cos0 [73], влияние вращения качественным образом трансформирует спектры сверхтонкой структуры через перенормировку ядерных g-факторов (IV. 15). При этом сами изменения эффективных g -факторов для основного и возбужденного состояния ядра оказываются разными из-за различия исходных ядерных g СП факторов (gg = 0.18, ge = -0.10 для ядер Fe). Как следует из выражения (IV. 15), при вращении в направлении левого винта (Q 0) g -фактор для основного состояния по абсолютной величине будет уменьшаться, а для возбужденного состояния, наоборот, увеличиваться.
При углах в, близких к я/2, фактор gg для основного состояния ядра может даже поменять знак. Именно это обстоятельство и является причиной кардинальной перестройки спектров сверхтонкой структуры, в частности, появления триплета, квартета или квинтета линий, показанных на рис.60, слева. Схема расщепления энергетических уровней ядра для квартета линий показана на рис. 61. В свою очередь, при вращении в направлении правого винта (Q 0) g -фактор для возбужденного состояния ядра по абсолютной величине будет уменьшаться, а для основного - увеличиваться. В этом случае при углах в, близких к я/2, уже фактор ge фактор для возбужденного состояния ядра может поменять знак. Так, если угол в и частота вращения Q связаны эффективный ge -фактор для возбужденного состояния ядра обращается в нуль, и в спектре магнитной сверхтонкой структуры наблюдается дублет линий (см. рис.60). Схема расщепления энергетических уровней ядра для этого случая показана на рис.62. С уменьшением угла в влияние быстрого вращения на форму спектра сверхтонкой структуры ослабевает. Однако, как видно на рис. 62, заметное влияние вращения проявляется в довольно широком угловом интервале и должно фиксироваться, когда соответствующие сдвиги линий составляют величину, сравнимую с шириной линии Го. В частности, для ядер Те влияние вращения с частотой Q/2я порядка 1 ГГц оказывается существенным для углов в 30. В реальной ситуации частота и направление вращения сверхтонкого поля определяется физическими свойствами исследуемой системы. Так, в системе суперпарамагнитных частиц происходит вращение магнитного момента каждой частицы, а, следовательно, и сверхтонкого поля на ядре вокруг оси легчайшего намагничивания частицы. Это явление известно в мессбауэровской спектроскопии, однако, ранее при учете этого явления предполагалось, что характерная частота прецессии магнитного момента частицы П много больше частоты прецессии ядерного спина в сверхтонком поле, и в этом случае снова формируется типичный для статических спектров магнитный секстет [73]. Для реальных образцов могут реализоваться оба направления вращения и самые разные соотношения между частотой Q и частотами прецессии ядерных спинов в сверхтонком поле. Например, для однородно намагниченной частицы с аксиальной магнитной анизотропией, когда ее энергия определяется выражением (IV. 1), направление вращения магнитного момента зависит от знака константы К. Для К 0, т.е. при наличии оси легчайшего намагничивания, вращение сверхтонкого поля на ядрах 57Fe происходит в направление левого винта (Q 0). В случае же магнитной анизотропии типа легкая плоскость (К 0), вращение сверхтонкого поля на ядрах re происходит в направление правого винта (Q 0).
