Чем же определяется мёссбауэровская ширина линии?

Считается, что испытываемая ядром отдача при не-мёссбауэровском излучении g-кванта возбуждает колебания кристаллической решётки. «Если при испускании g-кванта возбуждается решётка, то эффективная ширина g-линии по порядку величины равна энергии фононов. Если решётка не возбуждается, то ширина бесфононной компоненты излучения определяется только шириной ядерных уровней, между которыми происходит переход» [2].

Если следовать этой логике, то мёссбауэровские ширины определяются естественными ширинами ядерных линий. Однако, отношения этих естественных ширин, в среднем, 10^-8 эв [2], к энергиям ядерных переходов оказываются, в среднем, ~10^-13, что на несколько порядков меньше аналогичных отношений для атомных переходов – хотя, на наш взгляд [4,18], атомные и ядерные структуры формируются по одному и тому же принципу. Не может ли оказаться, что мёссбауэровские ширины определяются не естественными ширинами ядерных линий, а каким-либо дополнительным обужающим фактором?

Такой фактор мы и в самом деле усматриваем. Когда размах тепловых колебаний ядер в кристалле становится меньше длины волны g-излучения, этот кристалл превращается в трёхмерный интерференционный фильтр – в котором волны расчётных вероятностей (см. выше) интерферируют по принципу Гюйгенса-Френеля, причём неоднородностями, порождающими «вторичные волны», являются как раз ядра, упорядоченно расположенные в кристаллической решётке. В результате излучение выходит из кристалла лишь в некоторых направлениях, а именно: вдоль прямых, на которые «нанизано» множество ядер, разделённых одинаковыми промежутками – причём итоговые спектральные полосы пропускания оказывается чрезвычайно узкими.

Оценим полосу пропускания d E такого интерференционного фильтра для g-излучения с энергией E. У линейной периодической структуры из N неоднородностей, расположенных с равными промежутками r ₀ на длине L, «разрешающая сила» [19], т.е. отношение E к D E, составляет ~ mN, где m – «порядок дифракции», в данном случае равный отношению r ₀ к длине волны g-излучения l. При L ~100 микрон, r ₀~2.5 Ангстрем и l~0.1 Ангстрем, D E / E составляет ~1×10^-7. Теперь заметим, что на том же самом отрезке с длиной L имеется также периодическая структура из N /2 неоднородностей, промежутки между которыми составляют 2 r ₀ – как можно видеть, её «разрешающая сила» также составляет ~ mN. Аналогично, на том же отрезке имеются структуры из N /3, N /4, и т.д. неоднородностей – всего таких структур ~ N /2 – с той же самой «разрешающей силой». Результирующую полосу пропускания такого линейного фильтра можно оценить, если перемножить N /2 одинаковых профилей пропускания с шириной D E, причём для приблизительной оценки можно считать, что эти профили являются гауссовскими. Наконец, следует учесть, что в реальном трёхмерном кристалле, параллельно с вышеописанным линейным фильтром «работает» множество таких же фильтров – профили пропускания которых следует, опять же, перемножить, чтобы получить полосу пропускания всего кристалла для g-излучения, выходящего в соответствующем направлении. Для приблизительной оценки, число параллельных линейных фильтров можно взять равным N. Тогда итоговый профиль пропускания кристалла будет определяться произведением ~(N /2)× N профилей с шириной D E – и, таким образом, искомое отношение d E / E будет в раз меньше, чем D E / E, т.е. составит ~4×10^-13.

Полученная цифра вполне согласуется с характерными мёссбауэровскими ширинами линий (см.выше) – которые, таким образом, вполне могут определяться свойствами не ядер, а кристаллической структуры. Уместно привести ещё одну оценку – для допплеровского колебательного уширения ядерной линии. При амплитуде тепловых колебаний ~0.1 Ангстрем и их частоте ~3×10¹² Гц, амплитуда колебательной скорости составляет V _кол~200 м/с, что даёт для относительной колебательной ширины (D E / E)_кол=2(V _кол/ c)~1×10^-6. По логике вышеизложенного, естественные ширины ядерных линий должны иметь значения, промежуточные между мёссбауэровскими и колебательными ширинами. Насколько нам известно, не существует независимых экспериментальных методов определения естественных ширин ядерных линий, кроме основанного на эффекте Мёссбауэра. Поэтому опытным данным не противоречил бы вывод о том, что мёссбауэровские ширины отнюдь не свидетельствуют о временах жизни возбуждённых ядерных переходов: эти ширины обусловлены не характеристиками ядерных уровней, а параметрами кристаллической решётки.

Немедленным следствием этого вывода является предсказание об анизотропии эффекта Мёссбауэра для монокристаллических образцов. Эксперименты с монокристаллами проводились, и анизотропия эффекта Мёссбауэра для них действительно обнаружилась [20-23]. Любое объяснение этого феномена с позиций традиционного подхода к эффекту Мёссбауэра является противоречивым, поскольку бесфононное излучение g-кванта, с восприятием отдачи «всем кристаллом», подразумевает абсолютную жёсткость кристаллической решётки – при которой «отдача» должна восприниматься «всем кристаллом» одинаково во всех направлениях. Поэтому сам факт анизотропии эффекта Мёссбауэра в монокристаллах говорит о предпочтительности нашего подхода по сравнению с традиционным.

 

Заключение.

Как мы постарались показать выше, экспериментальные факты по резонансному ядерному поглощению гораздо адекватнее объясняются на основе модели, в которой g -кванты не переносят импульс, поэтому никакой «отдачи» у излучающих и поглощающих их ядер не происходит. Разница же между не-мёссбауэровским и мёссбауэровским поглощением обусловлена тем, что размах тепловых колебаний ядер может быть либо больше, либо меньше длины волны g -излучения.

Вышеизложенное можно считать очередными важными аргументами в споре между традиционными представлениями о свете, как о летящих фотонах, и новой концепцией, в которой фотонов не существует [5,3,6]. Согласно этой концепции, кванты световой энергии перебрасываются непосредственно с атома на атом, а особенности распространения света, включая его волновые свойства, обусловлены алгоритмами навигатора квантовых перебросов энергии [6]. При таком подходе немедленно устраняются парадоксы, связанные с «редукцией волновой функции» для фотона в явлениях интерференции и дифракции, с «самоинтерференцией» одиночных фотонов, и др.

 

Автор благодарит С.М.Гаврилкина и А.В.Новосёлова за полезное обсуждение.

 

 

Ссылки.

 

1. Эффект Мессбауэра. Сб. статей. Ю.Каган, ред. «Изд-во иностр. литературы», М., 1962.

2. Г.Вертхейм. Эффект Мессбауэра. «Мир», М., 1966.

3. А.А.Гришаев. Масса, как мера собственной энергии квантовых осцилляторов.

4. А.А.Гришаев. Автономные превращения энергии квантовых пульсаторов – фундамент закона сохранения энергии.

5. А.А.Гришаев. Об аномально быстром движении светового импульса.

6. А.А.Гришаев. Навигатор квантовых перебросов энергии.

7. F.R.Metzger, W.B.Todd. Phys.Rev., 95, 3 (1954) 853.

8. W.G.Davey, P.B.Moon. Proc.Phys.Soc., A66 (1953) 956.

9. V.Knapp. Proc.Phys.Soc., A70 (1957) 142.

10. P.B.Moon, B.S.Sood. Proc.Roy.Soc., A257, 1288 (1960) 44.

11. B.I.Deutch, F.R.Metzger. Phys.Rev., 122, 3 (1961) 848.

12. B.I.Deutch et al. Nucl.Phys., 16 (1960) 81.

13. B.I.Deutch. Nucl.Phys., 30 (1962) 191.

14. С.И.Новикова. Тепловое расширение твёрдых тел. «Наука», М., 1974.

15. Р.Кристи, А.Питти. Строение вещества: введение в современную физику. «Наука», М., 1969.

16. D.E.Nagle et al. Phys.Rev.Lett., 5, 8 (1960) 364. Имеется перевод: См. [1], стр. 323, статья 30.

17. Физический энциклопедический словарь. А.М.Прохоров, ред. «Сов. энциклопедия», М., 1983.

18. А.А.Гришаев. Простая универсальная модель ядерных сил.

19. Г.С.Ландсберг. Оптика. «Гос. изд-во технико-теоретической литературы», М.-Л., 1940.

20. Н.Е.Алексеевский и др. ЖЭТФ, 43, 3 (1962) 790.

21. В.И.Гольданский и др. ЖЭТФ, 54, 1 (1968) 78.

22. Р.Н.Кузьмин и др. ЖЭТФ, 56, 1 (1969)167.

23. И.А.Авенариус и др. Письма в ЖЭТФ, 14, 9 (1971) 484.