Введение в мессбауэровскую спектроскопию конверсионных электронов. Ивойлов Н.Г - 13 стр.

магнитному моменту атома. В ферромагнитных проводниках, кроме собственных s -
электронов атома, в контактное взаимодействие Ферми будут также вносить вклад
электроны         проводимости               атома,          имеющие            конечную      плотность       на   ядре.
Поляризация электронов проводимости, обусловленная РККИ-взаимодействием,
обеспечит для них Ψ↑ (0) ≠ Ψ↓ (0) .
                                     2            2




    Зеемановское расщепление ядерных уровней для основного и возбужденного
состояний, в отсутствие квадрупольного расщепления описывается добавками к
основному гамильтониану ядра:
     wˆ 0 = −(µ 0 H ) = − g 0 µ N (I ⋅ H ) , wˆ e = −(µ e H ) = − g e µ N (I ⋅ H ) ,                    (1.4.2)
где g 0 , g e это g -факторы основного и возбужденного состояния ядра; µ N – ядерный
магнетон; ŵ0 , ŵe – операторы энергии магнитостатического взаимодействия для
основного и возбужденного состояний.
    Выражениям (1.4.2), в случае полуцелого спина ядра, соответствуют добавки к
энергии ядерных уровней:
              g0 µ N                gµ 
     w0 = −            H ⋅ m , we = − e N H ⋅ m ,
                 2                     2
где m – магнитное квантовое число, − I ≤ m ≤ I , пробегает, вообще, разный диапазон
значений для основного и возбужденного состояния ядра.
    Комбинированное сверхтонкое взаимодействие, включающее в себя изомерный
сдвиг,     квадрупольное                 расщепление             и     ядерный         эффект       Зеемана   –    часто
встречающийся на практике случай. Как и задача о квадрупольном взаимодействии
в общем виде, задача о комбинированном сверхтонком взаимодействии решается
аналитически только в некоторых частных случаях. Так, например, если магнитное
взаимодействие            много          больше             квадрупольного,            а   тензор     ГЭП     аксиально
симметричен (η = 0 ):
                       ge µ N           eQϕ ′zz′
     we + ∆EQ = −
                          2
                                H ⋅m +
                                       4 I (2 I − 1)
                                                        [
                                                     3m 2 − I ( I + 1) ⋅   ]
                                                                         3 cos 2 θ − 1
                                                                              2
                                                                                       ,

здесь θ - угол между главной осью тензора ГЭП и направлением магнитного поля
на ядре.



                                                                     13