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Bestimmung der elektrischen Kernquadrupolmomente der beiden ungeraden stabilen Bariumisotope Ba135 und Ba137.

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248
Artnalen der Phyeik. 7 . Folge. Band 11. 1963
Bestininiung der elektrischen I(ernquadrupo1moniente
der beiden ungeraden stabilen Bariumisotope Ba13' und BaiZ7
Von G i s b e r t z u P u t l i t z
Mit 13 Abbildungen
Herrn Professor Dr. E. Fues zurn 70. Geburtstage gewidmet
Inhaltsiihersicht
Die Hyperfeinstrukturaufspaltung des 6 s 6 p 3Pl-Terms im Barium I-Spektrum der beiden ungeraden stabilen Bariumisotope
und Ba137 (beide
I = 3j2) wurde mit der Doppclresonanzmethode untcrsucht. Dnbei wurde eine
Methode zur selektiven Besetzung einzelner Hyperfeinstriikturterme erprobt.
Aus der hochfrequenzspektroskopisch vermessenen Hyperfeinstrukturaufspaltung ergaben sich fur dic clektrischen Kernquadrupolmomente der beiden
Bariumisotope die Werte
Q (BaI35) =
0,18 (2) .
em2,
Q (Ba137) =
+
+ 0,28 (3)
cm2;
fur das Verhaltnis der Quadrupolmomente
Q137/Q135= 1,537 (2)
nnd fur die Hyperfeinstrukturanomalie
A& = 2,1 (6) . 10-4.
I. Einleitung
Obwohl in der unmittelbaren Nachbarschaft abgeschlossener Ncutroncnschalcn die GroSe des clektrischen Kernquadrupolmomentes Q nach den1
Schalenmodell der Atomkerne l) besonders einfach interpretiert wcrdcn kann,
waren bisher die experimentellen Q-Werte der beiden Bariumisotope Ba135
(2 = 56; N = 79) und Ba13' (2 = 5(j; N = 81), die beide den Kernspin I = 3j2
haben, nicht sicher 2 , bekannt3). Es schien deshalb lohnenswert, diese Liicke
M. G o e p p e r t - M a y c r u . 3 . H. D. Jensen,ElementaryTheoryof NuclearShrllStructiirr, Yew York, 1955.
2 , Die ails optischen Hyperfeinstrukturuntersuchungen bekannten Werte waren mlt
grofien Unsicherheiten behaftet.
3, N. I. K a l i t c e v s k i i , E. E. F r o d k i n u. M. P. C h a i k a , Izvest. Aka& Nauk SSSR.
Ser. Flz. 25, Nr. 9, 1178 (1961).
in dcr Systematik der elektrischen Kernquadrupolmomentc auszufiillen, vor
allcm um glcirhzc~tigInformationen darubcr zu erhalten, melchen Gang die
&-Wertr beim Einbau von Ncutronen in Kerne mit glricher clektrischcr Ladung
zeigen.
Da dcr Crundzustand des Ba L-Spektrums cin (is2 lS,-Term ist, der keinc
Hypcrfcinstriiktur (Hfs) besitzt, ist man bei der Restimmung d r s elcktrischeii
Krrnquadrupolmomerites ails tler Hfs-Aufspaltung auf die Untersuchung drr
angeregtcn Zustaride, im besonderen der 0 s f i p P-Terme angewiesen. I n drr
vorlicgenden Arbeit wurdr zur Festlegung tler &-Werte drr beiden ungeradeii
Ba-Isotope der (is t i y lP,-Term in eincm Doppelresonanzexperimcnt 4, untcrsucht 5 ) . Wahrcnd beim li s li p 3P,-Tcrm das Vcrhaltnis von Hfs-Aufspaltung
zur Halbwertsbreite des Hochfrequenzsignals ungefahr 1 0 . 1 betragen sollte6).
wurde theses Verhaltnis fiir den li s ti p lP,-Term entsprechcnd seiner langcrcii
Lebcnsdauer zii 3000 : 1abgeschatzt ’), wodurch letztcrem Term fur die gestcllte
Aufgabc einer nioglichst genauen Verrnessung cier Hfs-Aufspaltiing unbrdjngt
der Vormg zu geben ist.
11. ‘I’heorc~tischcUberlcgungen
Entsprechcnd tler Kcmdrchimpulsquantenzahl I = 3 / 2 fur die beiden 1111geradcn Ua-Isotope erwartet man rine drcifachr Hfs-Aufspaltung dcs C, 3P,-Tcrn~a
mit den Gesamttlrchimpulsquantenzahlen B = 5j2, 3/2 untl I/2, dcren Ahstiindc vom Schwerpunkt ties Feinstrukturterms in Frequenzeinhciten gcgcbeii
sind durch *)
JJr
mit C = P ( F
==
+ 1)
AC
-
3
C(P
B 2
~-
+T-
J(J
+ I)
’
1 ) - 2 I ( I 1 l ) J ( J LI)
l(2I
-
l ) J ( ? J - 1)
+ I),
- 1(1
tlcm magnetkchen Aufspaltungsfaktor
unci der Quatlrupolwechselwirkungskonstantcn
Dabei bind: F . I . J
!!L
H
h
(0)
(rLeq))
Drchimpulsquantenzahlen
magnetischcs Moment dcs Kerncs In Kei nmpgnetonen p,,
Erwartungswert des Magnetfeldeq, welches von den Elektronen
Kernort erzeugt wird
Elementarladung
elektrisches Kernquadrupolmomcnt In 10 cm2
Gradient des von den Elektronen rrzeugten ekktrischen Feldes am
Kcrnort in z-Ilichtung.
4, A. K a s t l c r 11. J. Brossel, C . R. Acad. Sci. Paris 228, 12113 (1949); J . B r o s s e l u.
F. B i t t e r . Physic. RCV.86, 308 (lW2); A. K a s t l c r . J. Opt. Soc. Amer. 47, 460 ( 1 9 5 i ) .
5, Einc kurze Mitteilung iiber die Ergebnisse dicscr Arbcit, erschien: H. B u c k a , 1%.
K o p f e r m a n n u. G . zu P i i t l i t z , 2. Physik 165, 73 (l!H;l).
ti) H. H u o k a 11. H. J. S c h i i s s l e r , Ann. Physik VT1. F 7, 225 (l!Kl).
’) H. B u c k a u. H. H. N a g z l , Ann. l’hysik VIT, F 8, 3’29 (1961).
Siche z . B. H. K o p f e r m a n n , Kernmomento, 2. Aufl. Akadcmische Vorlagsgesellschaft, Frankfurt a m Main 1956.
250
Annalen der Physik. 7 . Polge. Band 11. 1963
Aus (I)berechnet man die Hfs-Aufspaltung des 6 3Pl-Terms zu
+ 5/4 B,
v 5 /2 -3 /2
= 512 A
~3/2--]/2
= 312 A - 914
(IV)
B.
(V)
Da die magnetischen Kerndipolmomente dcr beiden Ba-Isotope BUS kernmagnetischen Untersuchungen von W a1 c h l i g ) genau bekannt sind, namlich
p135=
0,83229 ( 3 ) p~ und pyi =
0,93107 (6) p ~ lassen
,
sich die A-Faktoren des ti 3Pl-Terms, deren Kenntnis fur die verwendete Anregungstechnik
dieses Terms von Interesse ist, auf folgende Weise berechnen :
Aus den bekannten Feinstrukturtermlagen der 6 s G p P-Terme im Ba 1Spektrum findet man die Kopplungskonstanten ci fur die Eigenfunktion des
6 3Pl-Terms entsprechend der Form
y = c1y1(1/2, 3/2)5,1
czy2(1/2, 1 / 2 ) J = l
(wobei yl und y 2 die beiden Eigenfunktionen zum Gesamt,elektronendrehimpuls
J = 1fur den Fall reiner (jj)-Kopplungbedeuten) zu c1 = 0,502 und c2 = 0,865,
Werte, aus denen man ersieht, daB eine nicht unerhebliche Abweichung von der
Russel-Saunders-Kopplungvorliegt, deren ci-Werte c1 = 0,577 und c2 =
0,816 betragen. Mit Hilfe der errechneten ci-Zahlen findet man m'erte fur die
magnetischen Aufspaltungsfaktoren des 6 3P,-Tcrms von *) wird :
A135= 1090 MHz
= 1 220 MHz.
+
+
+
>
Bedenkt man fcrner, daB, wie zu erwarten, A B ist, so kann man fur vorlaufige Abschatzungen in (IV) und (V) die Quadrupolglieder vernachlassigen und
erhalt fur die ungefahren Abstande 01, der HfsTerme vom Termschwerpunkt des- (i3Pl-Zustandes die Werte
w 3 / 2 A a 3 1 2 w A a l p B 512 A (s. Abb. I).
Zur Anregung des G3Pl-Tcrms stand dic in
eincr Hohlkathode erzeugte Spektrallinie il =
7911 A ( 6 'X,,- 6 3P1) zur Verfugung, als Ab-
015ja
6s6&
B=eQ@
6s2$
Abb. 1. Ausschnitt aus dem
Termschema des Barium I-Spektrums mit Hyperfeinstrukturaufspaltung des G s G p 3P,Terms. Der EirifluB der Quadrupolwechselwirkung auf die HfsAufspaltung ist der Deiitlirhkeit
halber etwa 30mal groBer eingezeicnet
= 3/Y A, ly312 = A,
= sja A)
9)
sorber diente ein Bariumatomstrahl. Lichtquelle
und Absorber enthielten Barium in naturlicher
Isotopenzusammensetzung (82,l yo gerade RaIsotope, 6,S% BalS5und 11,3yoBa137).Bei der
verwendeten Lichtquelle mu6 man damit rechnen, daB die Doppler-Breite der anregenden
Spektrallinir etwa 500 MHz betragt, wahrend die
Abstande aF der Hfs-Terme vom Termschwerpunkt 2--6mal so grol3 sind. Unter diesen Voraussctzungen ist damit zu rechnen, daB von den
ungeraden Bariumisotopen im Atomstrahl nur
solches Licht absorbiert wird, das die ungeraden
Isotope der Lichtquelle emittieren. (Die Hfs-Aufspaltung der beiden ungeraden Ba-Isotope kann
bei dieser Betrachtung als gleich grol3 nnge-
H. E. Walchli u. T. J. Rowland, Phys. Rev. 102, 1334 (1956).
G . zu Putlit:: Kernyuccdru~olwLomerctsder Barinin isotope f3a135iind Bd3'
251
nommen merden.) Setzt man das von den geraden Isotopen im Atomstrahl
remitticrte Resonarizlicht glcich 1, so ist die Summe des Resonanzlichtes der
bciden ungeraden Isotope, welches aus cincm Hfs-Term mit der Gesamtdrehimpulsquantenzahl P ausgestrahlt wird, gleich
wobei V = 0,218 das Isotopenverhaltnis der ungeraden Isotope (Ba 17,9%) zu
den geraden Isotopen ( U a 82,loL) ist. Fur den F L 3 / 2 Hfs-Term des Bariums
ist p m 5 . 10k3. Urn bei gegebener
optischer Anordnung mehr Rcsonanelicht von den ungeradcn Isotopen xu erhaltcn, kbnnte man
getrenntc ungerade Isotope i n der
Lichtquelle und irn Absorber verwenden. Wcgeri dcs Substanzvcrbrauches in eincr mit groRer
Stromstarkc betriebenen Hohlkathode und cinem Atomstrahl
als Absorber srhcidet diescr Weg
z. Z. jedoch aus. Es liegt aber
nahe, die von der Lichtquelle erzeugte Spektrallinic 1 = 7911
(6 '8, - 6
cirier Z e e m a n Aufspaltung zu unterwerfcn, urid
zwar so, da13 i m (i3Pl-Zustand
gerade Isotope
ungerade Isotope (1=3/2J
(f ichtquelle)
(AlomstraMz.Absorpron)
einer der drei Ze e m a n -Tcrme der
Feinstruktur cler geraden Isotope Abb. 2. Termschema des (is G 7) 3Pl-Terms im
mit einem Hfs-Term tler unge- Barium I-Spektrum, links dir Z e e m a n - 8 u f raden Isotope zur Deckung ge- spaltung der geraden Isotope in der Lichtquelle.
bracht wird (Ablu. 2 ) . F u r die rechts die stark vrrgroljert cingezeichnete Z e e m a n -Aufspaltung der ungcraden Isotope in1
GroIje v dcr erfordcrlichcn Z e e - Atomstrahl
zur Kesorranzabsorption. Die Zee man-Aufspaltung in tlcr Licht- m a n -Aufspaltung dea Grundzustandes der unquelle gilt
grraden Isotope u u i d e iiicht cnigczelc,hnet. (m,.
v = XF10).
777
inagnetische Qiiantenzahlen;
gpl,
0,6;
gpsizR5 (44;gpPllz= - L O )
g, .'IB.H,, crhiilt man das die Zcernari-Aufspaltung bewirkcntle MaMit v
h
gnctfeld H , cier Lichtquelle,
wobei aI" = Abstand drs Hfs-Terms mit (~rsamtdrrhimpulsquantenzahl~~'
vom Termschwerpunkt
h = Plancksc.he Konstante
pB:
Bohrsches Magneton
qJ == Landeschcr g-Faktor des 6 3Pl-Terms
1,s sind.
F u r optimale Rcsetzung des F = 3 j 2 Hfs-Terms ist H , m 520 Gaul$.
lo) I m Falle des Bariums kann die Tsotopen\,erscllirhung in den Termen 6 lS,, und 6 3P1
vcrnachliissigt werden.
252
A x i i a l p n der Physik. 7 . Folge. H a d 11. 1963
Die Richturig des Magnetfeldes HI, ist parallel zur Richtung des emittierten
Lichtes aus der Hohlkathode anzuortlnen, so daIj nur die beiden a-Komponcntcn
tier Spektrallinie der geraden Isotope emittiert werden. Dann ist unter der Annahme, daa sich die Gesamtintensitat der Lichtquelle mit und ohne Z e e m a n Aufspaltung nicht Lndcrt, der Cewinn in der Anrcgung eines einzelnen HfsTerms
d. h. fur den Hfs-Term mit F = 3 / 2 ist G m 7, fur den F = 5/2 Hfs-Term ist,
G m 4,5.
111. Vorvcrsuche zur Anregunq yon Hfs-Tcrmen
Um die Anregung der einzelnen Hfs-Terme als Funktion der Struktur ties
anregenden Lichtes zu priifen, wurden diese am Ort der Resonanzabsorption in
einem schwachen statischen Magnetfeld H , m 10 Gauss parallel zur Riehtnng
des eingestrahlten Lichtes in ein Hfs-Zceman -Multiplett aufgespaltenll) und
1 zwischen den Hfs-Zecman-'l'crHochfrequenziibergange A F = 0, A m , =
men beobachtet ( s . Abb. 2). Bei einer Linienbreite der Hochfrequenzsignale von
etwa 500 kHz konnte man die zu den einzelnen Hfs-Termen gehorigen Hoehfrequenzsignale wegen der verschiedenen y,-Faktoren der Hfs-Termc gut untcrscheiden12).
Bei der Messung wurde die Amplitude X der Resonanzkurve fur Hoehfrequenziiberggnge A F = 0, Am, = & 3 in einem Zeeman-Multiplett in deren
Maximum eingestellt und das Magnetfeld H , . welches die Zeeman-Aufspaltung
in der Lichtquelle bewirkte, varriiert. Ein Beispicl einer solchen Registrierung
fur den F = 512 Hfs-Term zeigt Abb. 3.
Abb. 3. Registrierung der Amplitude S der Resonanzkiirvc fur HochfrequenzubergRnge
LIP = 0, A m , = i 1 in deren Maximum fur den Hfs-Term F =- hj2 in Abhangigkeit von
der GriiSe der durch das Magnetfeld II, in der Lichtquelle bewirkten Zee m an-Aufspaltung
des anregenden Lichtes (das die Zeeman-Aufspaltung des anregend-n Lichtes bewirkende
Magnetfeld H , wurde in Schritten von 1A NIagnetfeldstrom variiert)
)'l
Die Gesamtaufspaltung des Hfs-Multipletts war kleiner als 10% der D o p p l e r Breite der zur Bnregung verwendcten Spektrallinie.
1 2 ) g,--5,2 = 0,60; gp :3,2 = 0,dO und g , lia = - 1,OO u n t r r T'erwendung von q,, =
1,5. Die Abweichung der Frequenzeri der Hochfrequenziibergange A P = 0, A m , = & 1
voneinander innerhalb eines Hfs-Zeeman-Multipletts ist hier noch so klein,!dafi
die
Aufliisung davon nicht beeintrachtigt wird.
Bei kleiricin hZagnrtfcld H , wfolgt
(lie Besetzurigder Hfi-Z e e m a 11 -Xivcaus
(lurch Liclit dcr ungcraderi Isotope. Das
Abnelimen des Signals mit wachscntlem
IZ, ist der Linienverktreiterurig dcr anregenden Spektrallinic durch Ze e ni a n Aufspaltung in der 1,icIitquelle zuzusehreiben. Mi t wachsendcr Uberlappung
tles F = ,5/2 Hfs-l’crms rnit dem m3 =
1 Z c e m x n - T e r m der Fciristruktur
in tler llicEitquellc steigt die Signalamplituck S an und fallt d m n mit abnchmcndcr TJbcrlappung wictler ab. Uassclbe
Mcl3vcrfahrcii wurde aucli auf ticn
P = 3 / 2 Hfs-Term angewcndet und l i e h
sich auch a d tien Q = I/‘ Hfs-Term a n weriden Das Ergebnis fur den F :
3/2
uncl P = 5/2 Hfs-Term ist in Abb. 4 ringezeichnct. Man sicht, (la0 man mit t i e m
gcschilderten Terfxhrcn cine maximale
Besetziing cics cincxn Hfs-Terms bei eiiwr
rninimalen Bcsetzung tier nnderen HfsTerme erreiclien kann.
+
Bci dcr hfessung wurde anf Konstanr: c’pr Lichtqucllc und dcs die Hfs% cc m a n -Aufspaltung
bewirkcnderi
Magnetfeldes Ho gcachtet. Der Gcwinn
in d cr lrit cnsi t a t der Ho ch f re quenz signalr z.wischen den Zr e in a n -Niveaus
clrr einxelricn Hfs-Termc brtragt mit
optimaler Z e c man-Aufspalturigtler a n regenden Spektrallinie fiir beide HfsTrrme etwa 2,*5. Wir man sicht. crgiht
sich durch diescs Vcrfahrc,ii eiri reclit
merklichcr Inteiisitatsgcwiriii fur d a b
Hochfrequenzsignal, weriii auch tier
oben abgcschatztc tlicoretisch niogliclic
Gewinti nicht errcielit wurdc.
Dic bcscliricbenc Methode zur Ariregwig eineclner Hfs-Termc durch Einhtralilung cincr in cin Z e c n i a n -Multialtcrieii Spektrallinic kanrr
t icfstcn 3P,-Terme antlcrer
Erdalkalien Ann critluiig fintlcti13).
I
0
2
’
1
t
I
8
7
0
1
2
Abb. 4. XbhBngigkeit der Nachweisintensitat A‘ der HochfrequenzubergLngenrrL, =
1 ; ,/IF = 0 i m angeregten ( i p 3PP,-Term
von der Gr6l3e der durch das Magnetfeld
H,in der Lichtquelle b e w i r k t e n z e e m a n aufspaltung des anregenden Lichtes. (Zusanimenfassiing der registrierten Wcrte fur
den F := 3 / 2 Hfs-Term ( 0 )und F =- 5/2 HfsTerm (x)
G
t
I
Abb. 5. Hohlkathode zur intensivcn Erzeirgung den Spektrallinie i= 7
‘&’o-(; s 6 1) 3 P , ) im Barium 1I’ =: Glasplatte; G = Gummiring; II ==
Alurniniumring;
I ) = Xralditisolicrter
Draht; H =- Ulaskiirper dcr Hohlkathode
mit Normscl-iliff N S 34.5 x 25; A =
Kupferanodt: ; AS=Abstandsstiick aus Glas ;
Bn = Barium (met>allisch);M S = Magnet,spule 1000 Tl’dg. Cu 1,85 rn iiiit Wasserkiihlung; &
Stromzufuhrungen; K =:
Kathodwkiirper aus Aluminium; Z ==
Kiihlzylindv aus Aluminium; 0 :
01;
IT’ :- Iidhlwasser; N = Mcssingbehiilter
fiir Kii h lwasserzirkulation
7
I’. L. S a g a l y n . A. (’. J I c l i s s i n o s u.
E’. H i t , t e r , Physic. Rev. lo!). 375 (1958);
H. B u c k n . H . K o p f c r m a l l n 11. (;. z u Pritl i t z . Z. Physik 16s. 542 (l!l(i?).
13)
6
25-1
A n n a l e ? ~der Physrk. 7. Folge. Band 17. 1963
I V. Expcrimcritellc Anordnimg zur Brobachtong von Hochfrrrluenzubrr~ari::cn
d F = & l,dmp=O,f 1
U m a m Ort der Resonanzabsorption eine moglichst groBe Leuchtdichtc des
anregcndcn Lichtes der Spektrallinie il = 7911 zu ereielen, war cine intensive
Lichtquclle fur diese Spektrallinie erforderlich. Es wurde eine Hohlkathodc verwendet (Abb. 5), in deren wassergekuhlten Kathodenkopf metallisrhes Barium
eingeprel3t war, welches einc) Bohrung von 10 mm Durchmesser und 1 2 mrn
Ticfe hattc. In dieser Bohrung branntc cine mit 250 mA Stromstarke hrtrirbene
Gasentladung mit 0, liTorr Argon. Das Edelgas wurde durch Zirkulation st andig
gereinigt. Der Raumwinkel, unter dem das Licht aus der Hohlkatode abgenommen wurde, betrug co = 0,(j. Das Magnetfeld H , , welches die Z e e r n a n Aufspaltung in der Lirhtquelle bewirkte wurde durch eine von aul3en ubcr die
Hohlkathode geschobcne flaclie
Spule crzeugt und war so angeordnet, daD nur die beiden 0Komponenten der Spektrallinie
aus ckr Hohlkathode ausgestrahlt wurden.
Ubcr zwei Liriscn und einen
Spiegel (s. Abb. 6 ) wurde das
Licht dcr Hohlkathode zur Resonanzabsorption in einen intcnsiven Bariumatomstrahl mit
HK
cinem
Ba-Dampfdruck von etwa
Abb. 6. Versuchsanordniing zur Beohachtung von
10-*
Torr
eingestrahlt.
HochfrequenzubergLngen A F = 1, A m p := U,
1
im G 1) 3P,-Term des Barium I-Rpektrums mit der
Die Verwendung des AtomDoppelresonanzmethode.
H K = Hohlkathcde;
strahls war notwendig, weil man,
M = Magnetspule; H , = Richtung des Magnet- um den gleichen Dampftlruck in
feldes H,, welches die Zeeman-Aufspaltung in der
cine,
geschlossencn GlasgefdB
Lichtquelle bewirkte; L = Linse; S = Spiegel;
Ba z Bariumatomstrahlofen ; 1 = Tnterferenz- zu erzeugen, eine Tempcratur
filter; P = Polarisationsfdie; P M = Photomultivon ungefihr 650 "C benotigt
plier; H , = Richtung des magnetischen Hochfrehattc,
bei der die Glaswande des
quenzfeldes; G = Frequenagenerator; A r-:A b GefaSes
in kurzer Zcit durch Restimmglied fur dic Hochfrcquenz
duktion drs Siliziumdioxyds der
Glaswand durch das Barium undurrhsichtig werden. Das Resorianzlicht wurdr
scnkrecht zum cingestrahlten Licht und zur Richtung des Atomstrahls iibrr cin
Interferenzfilter fur die Wellenlange A = 7911 d mit 1 7 0 A Halbwertsbreite und
eine Polarisationsfolie durch einen mit fliissjger Luft gekuhlteri Infrarotmultiplier RCA 7102 registriert. Bei vorzugsweiscr Bcsetzung drs F = 3 / 2 Hfs-Terms
wurde ein Yerhdtnis von Resonanzlicht eu direktem Streulicht von I:1 und
ein Polarisationsgrad des Resonanzlichtrs von 1: 1,35 bei ctwe 10loQuanten/sec
Resonanzlirht a n dcr Photokathode des Photomultipliers gemesscri.
Zur Erzcugung der fur die Hochfreyuenzubergange A F =
I,Am, = 0,
f 1 erforderlichen Hochfrcquenefeldstarkc Hl von ctwa 0 , l GauD wurde cin
lcistungsstarker H o c h f r e q ~ e n z s e n d e r ~verwendrt,
~)
der im Bereich von 275 bis
2750 MIlz verstimmbar war. Die Hochfrcquenzlcistung wurde uber eine koxialc,
abstimmbare Leitung einer kleinen zweiwindigen Spule von 2 cm Durchmessrr
~
14)
Type SLRD der Fa. Rohde u. Schiiarz mit Scheibentriode 2 C 39
&I.
G . zu Putlitz: Ker nyuadrupolinomente der Rariumisotope Ba135i
d
B%13'
2t715
und 1 em Windungsabstand a m Ort tier Resonanzabsorption zugefuhrt, die SO
arigeordnet war, daS das hochfrequente Magnetfeld H , senkrecht auf Einstrahlungs- urid Beobachtungsrichtung des Lichtes st>and.Die benotigte Hochfrequenzlcistung in der Spule betrug etwa 1-5 Watt. Fiir den Hochfrcquenziibergang zwischen dem P = 6/2 und E' = 3/2 Hfs-Term des Barium 137, desseri
Frequenz oberhalb 2750 MHz lag, wurde ein Carcinotron als Frequenzerzeuger
verwentiet .
Zur Erziclung eines bcsseren Signal -Rausch-Verhalt,nisses wurde das Resonanzsignal riiederfrequent moduliert, anschlicBend selekt,iv in einem Schmalbandrerstarker verstarkt,, mit einer Lock-in Stufe phasenempfindlic:h gleichgericlitct, untl auf einem Schreiber regist,riert,. Die Modulation des Resonaiizsignals erfolgte (lurch 1OOproz. Amplitudenmotiulation des Senders mit der
Schcibentriode urid durch Frequenzmodulation des Carcinotrons. Bei der 11essung wurde die Generatorfrcquenz kont,inuierlich verandert und mit eincr
vermesscn. Die Linienbreite des Hochquarzgesteucrtcn E'requen~meBdekadel~)
frequenzsignals von etwa 500 kHz erforderte cine Kompensation des Erdmagnctfeldcs und des magrietischcn Strcufcldes dcs At,omstrahlofens und der Lielitquelle auf 0,O3 GauB. AuSerdem muBten auch die magnctischeri Wechselstrcixfelder clcr MeBanordniing ixnt'er diesem Wcrt gehalten wcrden.
V. Experimentelle Ergobnissc
1, /1m, = 0, & 1
Durch Beobachtung cicr Hochfrequenzubergange A F =
zwischen den Hfs-Termen des G s G y 3P,-Ternis dcs Ba I-Spektrums in cinem
nahezu verschwindenden LuBeren Magrietfelti
H , M 0 wurden folgeride Werte fur die A k l n d c
der Hfs-Terme der bcjdcri Rnriumisotope Ba137
untl Ba135crhaltcn (in MHz) :
Frcqacnz
y5i2 3iL
'312
l/Z
ILL 1 35
253KM ( 6 )
1603.39 (2)
BalJ7
2824.46 ((i)
1819.t50 (2)
Dabci sind die Maxima drr Rcsonanzfrcqiicnzcn
jcwcils ails 0 Einzelmcssiingcn gewonncn. ,Jedc
Einzelmcssung setzt sich aus eincr Rcgistinei-ung
bei steigendrr nntl cine bei fallerider lhxquens z u sammen. iim deri EinfluB der Zcitkonstantr t i e r
Meljanortlnuiig (t= 32 src) anf die Lagc d r r
Maxima tlcr Resonanzkiirrcii hrrausznniittcln Die
Lini en brci tc tlcr €10 chfrr quenzsi gn alc be t ru g 60 0
bi? 800kHz ( s . Ahb. 7-10).
Fiir tlic Vermessung allcr I Rrsonanzfrecluenzeii
wurdc bei optimalcr Kcsrtzung dcs F - 3 / 2 HfsTerms tlns groBte Hochfrcquenzsibrrial crzirlt Der
rom der Lichtqurllc wiirdc stromstabilisiert uncl ihrc Intcnsitat mit ciriem Photomultiplier auf dcim Schreiber mitrcgistricrt. Einc
kleine Tndulitionsspulc, tlic etwas auBerhalb dcs
Resonanzrauriics angebracht war, ciieritc zur
Type PI) 3 der Firma Schomxndl.
Abb. 7. Regist,ricrkurve des
Hochfrequenxi~bergangs A F
= & 1. .l?iiF = 0 ,
1. vom
F :
3 / 2 xiim F = 1/2 H f n Term im 6 s I; 1' 3PP,-T(:rm
des
Uar.ium I-Spektrums fiir
B : L ' ~Y,,~ . = 1819.50 (2) MHz;
Linicnbreitc 800 kHz, Zeit,konstante ckr Registrierung
T = 3 2 sec d . i. 0,5 Einhciten
cies Registricrpapiers. Frcqiieiizmarken im Abstand vou
3 0 0 kHz
2%
Annaleii der Physik. 7. Folge. Rand 11. 1.963
Kontrolle der magnetischcn Hochfrequenzfeldstarke. Die induzierte Spannung
wurdc glcichgerichtet und auf einem Oszillographen registriert. Die Linearitat
des Frcquenzvorschuhs konnte durch eine Drehzahlstabilisierung des Vorschubmotors gewahrleistet werden. Im Falle dcr Messung mit dem Carcinotron wurde mit ciersclben
Anordnung iiber ein lineares Potentiometer auch
die frequenzbestimmende Hauptspannung dcs
Carcinotrons variiert. Die Frequenzmarken fur
die Registrierung wurden mit einer Genauigkeit,
besser als
ermittelt. Die Randbreite des
Hochfrequenzsenders betrug bei einer Modulationsfrequenz von 1,5kHz etwa 8 kHz. Bei
dem mit derselben Frequenz moduliertcn CarciAhb. 8. Registrierkurve des
Hochfrequenziibergangs A F =
notron war sie 5mal grol3er. Mit abnehmender
+ I , Am, = 0 , & 1vom F == 5/2 Modulat,ionsfrequenz nahm die Bandbreit>ebeider
z%m F = 3 / 2 Hfs-Term im G s
f i p3Pl-Term des Barium I-Spek- Frequenzgeneratoren erheblich zu. Bei der Frequenzmodulation des Carcinotrons hat2t'c der
trunis fur BaI3'. vo = 2824,46
( 6 ) MHz, Linienbeite 760 kHz,
Frequenzhub mindestens die 7fache HalbwertsZeitkonstante der Registrierung
breite des Hochfrequenzsignals. Da die ModuT = 32sec d. i. 0,5 Einheiten des
lation
der Hochfrequenzfeldstarke zu den oben
Kegistrierpapiers,
Frequenzbeschriebenen Riickwirkungen auf die Bandbreite
inarken im -4bstand von 300 kHz
des Hochfrequenzsenders fuhrte, wurde zusatzlich versucht, das Resorianzsignal dureh midulierte Zeeman-Aufspaltung der
Resonanzlinie des Hochfrequenziibcrgangs zu registrieren. Zu diescm Zweck
wurde durch zwei symmetrisch zum Absorptionsraum liegende kleine Spulen ein
Abb. 9. Registrierkurve des Hochfrequenziibcrgangs A F = & 1,A m , = 0 ,
1 vom
F =3/2 ziim F = 1/2 Hfs-Term im 6 s
( i p 3P,-Term des Barium I-Spektrums fiir
Ba135.vo = 1603,39 (2) MHz, Linienbreite
800 kHz, Zeitkonstante der Registrierung
T = 32 seed. i. 0,5 Einheitcn des Registrierpapiers, Prequenzmarken im Abstand von
300 kHz
Abb. 10. Registrierkurve des Hochfrcquenziibergangs
A F = & I,
A m , = 0, 2 1 vom 3'
512 ziim
E' = 3 / 2 Hfs-Term im G s 6 p 3P1Term des Barium I-Spektrums fiir
Ba135.v,,= 2536.94 (6) MHz, Linienbreite 600 kHz, Zeitkonstante der
Rcgistrierung
T := 32 scc d. i.
0,5 Einheiten des Registrirrpapiers,
Frequenzmarken im Abstand von
300 kHz
rechteckmoduliertes Stormagnetfeld von 0,2--1 Gaul3 in Richtung des eingestrahlten Lichtes erzeugt. (Das Stormagnetfeld bewirkte nebcm dcr Verbreiterung der Hochfrequenzlinie eine dnderung des Polarisationsgrudm des Resonanz-
ljchtes infolgc Antlerling der GroBe und Richtung des fur die Polarisation der
Resonanzstrahlung effektiven Magnetfeldes ( H a n l e -Effekt),was sich als Untcrgrundsignal storentl b e m e r k h r machte.) Dic folgcnde Tabellc zeigt die erhaltenen
Rcsonanemaxima
(in MHz) als Funktion tlcr
GriiBe des Stormagnetfelties
bei Einstrahlung von zirkular
polarisiert,em of-Licht und
linear polarisierteni Licht, (xAnregung) fiir tlen Hochfrequenzuhergang vom F = 3 / 2
zum F = l / Z Hfs-Term dcs
Ba13' uritl bcvorzugter Anregung des F = I3/2 Hfs-Tcrms
-4bb. 11. Hoc:hfrrquenzubergang .IF =
1,A7nP = 0,
(sirhe such Abb. 11 und 1 2 ) .
312 ++ E' = 112, ~
~ bei1 a) ~n.,~nregung.
7
1,F
Wahrend bej n-*lnregung b) ~r+-~4nregung
d r s P .-= 3 / 2 Hfs-Terms und Moduties F = 3 / 2 Hfs-Terrr.s (lie lation dcs Resonanzsignals durch ein Magnrtfcld von
erhaltcnen ~~~~~~~~~~~~i~~~ ctwa 0,5(:anlJ. vo 1819.50 (2) MHz. (Man erkennt,
auf Abb. 11 b die Vcrschiebung des Rcsonanzmaximit tlen durch Amplituderimums zu eirier Freqrrcnz kleiner v,,)
modulation
dcr Hochfrequenzfeltlstiirke gewonncnen Hochfreyuenzsignalen iibcreinst'immen, weichen
die Wertc bei oi -dnregung stark von tliescr Resonanzfrequenz ab. Diese Tinienverschieburig riihrt von tier bezuglich des F = 312 EIfs-Termschwcrpuiiktes
unsymmetrischen Besetzung der H f s - X e e m a n Niveaus her und der d a (lurch hedingten unsymmetrischeri Verbrciterurig
cles Hochfreyuenzsignals
dern
Modulationsin
magnctfeld. Diesc unsymmetrisclie Verbreiterung
bei o+-Anregung macht
7
des HochfrequcnzSenders RPsonan&gnals durch ein Magnetfeld von rtwa 1 GauO.
v(, = 1819.50 (2) MHz. (Die Verschiebunp des Resonanzcrfordcrlich.
maximums hei cr+-Anrcgung ist kleiner als in Abb. 11;
(Bei einer Z e e m a n - rnan beachte, daB in Xbb. 12 im Gegensatz zu Abb. 11
Aufspaltung tlcs Grundzudie Frequenz von rechts nach links anmschst)
st,andes 6 18, der ungeraden
Bariumisotope in 1 % ee m a n -Kiveaus mit den rnagnetischen Quantenzahlen
7rcI =
3/2,
1/2, - l / S , und - 3 / 2 und Arircgnrig des F = 312 Hfs-Terms
mit o+-licht kann (lessen Z e e m a n - N i v e a u niit' der msgn
chen Quantenzahl
am,<.= - 3 / 2 nicht beset>zt werden.)
Zur genaueren Untersuchung wurtlen die Hfs-Terme in einem ststischen
Magnetfeltl II, von ungefiihr 4 GauCl in ein Hfs-Zee man-Multiplet,t aufgespalt'en
nnd die aufgelosten Hochfiequcnzubt:rg~ngezwischen den Hfs-Zeeman-Termen
des F = 3 / 2 iind den Hfs-Zccr~ian-Tormendes F = 1 / 2 Hfs-Terms registriert.
+
17
+
A I ~ ,P I I ~ s ~ ! i.
~ . FIIIXI~,
nil. I 1
Hfs-Terms. Mit Rmplitudenmodulation gemessene Resonanzfre
Art der Besetzung
des F = 3/52 HfsTerms
~
U+
enz Y
Qrol3e des
Modulationsmagnetfeldes (Gauss)
~ , ~=
- 1819,50
~ / ~
MHz
Frequenz
Abb.
I
~~
oder n
Amplitudenmodulation
n
Magnetfeldmodulation
U+
Magnetfeldmodulation
0,50
1,05
0,20
0,35
0,50
1,06
1819,50
1819,50
1819,50
11a
12a
1819,N
1819,45
1819,47
1819,48
llb
12b
Die erhaltenen Signale zeigt Abb. 13. Da bei der verwendeten Anregungstechnik
allc Z e c m a n - T e r m e des F = 112 Hfs-Terms und der Z e e m a n - T e r m mF =
- 312 des F = 312 Hfs-Terms unbesetzt sind, fallt der Hochfrequenzubergang
F = 312; nzp = -- 312 + F = 112; m F = - 112 aus (in Abb. 13 mit f gekenn-
Abb. 13. Hochfrcquenziiborgang A F = & 1, A m , = 0:
1 vom F = 3/2 zum F = l / Z
Hfs-Term des G 3P,-Terrrs des Ba137 bri Anwesenheit eines 6ulJcren Magnetfeldes H , w
4 Gaul$ Sender amplitudenmoduliert. Y, kennzeichnet die Lage des Resonanzmeximurns
bei Abwesenheit des LuReren Magnetfeldes, d. h. H ,
0. Y = 1819,50 (2) MHz. Zuordnung
der Hochfrequenzsignale :
Von F = 312
nach
F = lj2
a) ma =
3/2
m, = -1112
b) W L , =
lj2
myLp
=
112
c ) m p = - 1/2
WLP =
1/2
d) ma. = 4-1/2
mp = - I / 2
e) m p = - 1 / 2
m, = - l / 2
f ) mp = - 3/2
m F = - 112
-
++
+
+
G . zu Putlitz: K e r i ~ ~ u a d r u ~ o l m o n z edi ~wt eBariumisotope Ba135 u n d Ba137
259
zeichnet)l6)). Dieser Sachvcrhalt ist ein Beweis fiir die reine of-Anregung des
F = 3/2 Hfs-Terms. Gleichzeitig erhalt man aus der Anzahl der beobachteten
Rcsonanzmaxima auch cineri Hinweis fiir die Zuordnung der Resonanzfrequenz
zu den einzelneii Hfs-Termen, hier fur den Hochfrequenziibergang vom F = 3/2
zum F = 1 / 2 Hfs-Term. Mit dcm bekannten Verhiiltnis der magnetischen Momente kann man diesen Hochfrcquenziibergang auRerdem dem Bariumisotop 137
zuschreiberi 1 7 ) , weil das Hochfrequenzsignal der Frcquenz Y = l(iO3,3YMHz
cbenfalls dcm Hfs-Ubcrgang F = 3j2 <-+ F = I / 2 zugeordnet wurde. Eine gleichartigc Untcrsuchung ILRt, sich bei den bciden anderen Hochfrcquenzsignalen
durchfiihren. Mit der so gefandenen Zuordnung dcr Hochfrequenziibcrgangc zu
den eritsprechenden Hfs-Termen und zu dem entsprechenden Isotop erhalt man
aus (IV) urid (V) fiir die magrietischen und elektrischen Aufspaltungsfaktorcn
A
H
(in MHz) :
1028,31 ( 2 )
1150,59 (a)
13a137
- 27,08
-441,61
(2)
(a)
&littlieser Zuordnung stimmt tlas Verhaltnis der A-Faktoren tier beiden Isotope
mit dem Verhaltnis ihrer magnetischen Momente bis auf 0,2D/00uberein, was als
wciterer Hinweis auf die richtigc Zuordnung der Frequenzen gewert>etwerden
kann. Als Pehlcr tier gemessenen Frequenzen wurde der dreifache mittlere
quadrat>ischeFehler zuziiglich eines durch die Bandbreite des Hochfrcquenzsenders bedingt'en Fehlers angegebcn.
1'1. Diskussion dcr McBcrgebnissc!
Aus den angcgcbenen A - und B-lhktoren erhalt, man die elektrischen Kernquadrupolmoment,e tkr beiden Bariumisotopel8) zu
Q135 =
0,18( 2 ) . 10-24 cm2,
Q137 =
0,28 ( 3 ) . 1 F 2 4 em2,
sowic das Verhdtnis der Quadrupolmomcnte &137/&135 = 1,537
untcr Verwendu ng tlcr Beziehung 8,
+
+
Hicrin bcdeuten
= elektrisches Kcrnquadriipolmoment in 10-2' em*
Bo h r s c h e s Magneton
fcB
= inricre Kernladuugszahl, fiir das (ip-EIcktron des Ba ist Zi= 6lI9) gesctzt
Zj
e
:
:
Elerncntarladung
= Kopplungskorffizienten der Eigenfunktionen (siehe Abschn. 11)
c1, c2
H,, 12,. AS', = Itelativitatskorrekturcri
f)
= Peinstrukturaufsl-'altungG"P2---r;~
P,im Barium I-Spektrum := 1%t8,717c1ri-~~~)
w
--
iv
16) Wiirde man zusiiitzlioh zu dern ausfallenden Hochfrequenziibergang f ( F = 3j2 ;
mp = -3/2 <+ P :
l / d ; n), = - 1/2) noch Hochfrequenzubcrgarige zwischen deri HfsZceman-Ternicn des F = 3 / 2 Hfs-Terms induzieren und so auch das Zeeman-n'iveau
I I L ~== --3/% des B = 3/2 Hfs-Terms bcsetzen, so wiirde trotz of-Anregung des F = 3/2 HfsTerms such das ausfallende Hochfreyuenzsignal f nachzuweisen sein.
Eine Umkehr der Resonanzfrequenzen durch R-Faktoren ungleichcn Vorzeichens
hraucht man wegen der dann erforderlichon Griifle dcr Quadrupolmomentc nicht in Betracht zielieri.
I s ) Ohne Hrriicksichtigiing der von H. W o l f e arigegebenen KorrekturenZ1), welche die
Quadrupolmomcnte urn den Faktor 1,08 vergroflern wiirden.
lY)
R. B a r n e s u. W.S m i t h , Physic. Rev. 93. 95 (1954).
2") R. ill. W i l l i a m s 11. J. W. McGrath. I'hys. Rev. Lett. Abstr. Y, 9. A 7 (1962).
3l) H. IVolfe, Phys. Rev. 41, 4,43 (1932).
22) Ch. E. Moore, Atomic Energy Levels 111 (1968).
17'
260
Annalen der Physik. 7 . Folge. Bund 11. 1963
Dcr Fehler von Q ist im wesentlichen durch die Unsicherheit des 2,-Wertes
gegeben, es wurde 2, = 51 & 4 angenommen. Da der 6 lP,-Term bei Aufspaltung in nur 3 Kfs-Terme keine Kontrollmoglichkeit fur die Bestimmung des
B-Faktors bietet, ware es erwiinscht, noch die Hfs-Aufspaltung des f 3P2-Terms
zu kennen. Eine S t e r n h e i m e r - K o r r e k t ~ r ~
wurde
~ ) nicht vorgenommen.
Die erhaltenen Wcrte fur die Quadrupolmomente sollen nun mit der Systematik des Schalenmodells der Atomkerne verglichen werden, nach der man
fur die obersten Neutroncnschalen des Bariums folgende Besetzungszahlen erwarten sollte :
Besetzung: der Neutronenschale
3 s1ir
1 h11/2
'312
2
1 2 (10)
1(V
3
2
12
Y
Kern
Ba135
Ba137
Beim nbergang von Barium 135 zum Barium 137 sollte sich nach dem formalen
Schema die Besetzungszahl der Neutronenschale 2 d3,:!von I auf 3 andern. Wcgen
Durchlaufens der Besetzungszahl durch eine halb abgeschlossene Schale erwartet
man dann fur die beiden Bariumisotope Quadrupolmomente verschiedenen Vorzeichens und ungefahr gleicher GroBe. Dies steht im Widerspruch zu den vorliegenden Messungen. Es ist aber moglich ubereinstimmung mit dem MeBergebnis zu erhalten, wenn man fur das Barium 135 die in der obigen Tabelle in
Klammern angegebcne Neutronenkonfiguration annimmt. Zum Vergleich sei auch
das Quadrupolmomcnt dcs5,Xe:_11, dessen Grundzustand die Konfiguration ( 3 ~ ~ 1 2 ) ~
(I hll,2)10
( 3 d 3 p ) l in den obersten Neutronenschalen hat, angegeben, Q(Xe131)=
- 0,12 24) sowie dasQuadrupolmoment des Kerns mit der der Neutronenkonfiguration des Ba135entsprechcnden Protonenkonfiguration Q (ipAujZa) =
Aus dem bererhneten Verhaltnis der gemessenen A-Faktoren
+
A 137
Alsj = 1,11891 ( 3 )
und tlem gemessencn Verhaltnis der magnetischen Momente ')
p:37
__
135 = 1,11868 (6)
j11
erhalt man fur die Hfs-Anomalie
Der kleine Wert fur die Hfs-Anomalie licgt bei zwei Kernen mit gerader Protonenzahl, gleichem Kernspin und nur um 10% unterschiedlichen magnet'ischen
Momenten in dcr erwartcten GroBenordnung.
Herrn Prof. Dr. H. K o p f e r m a n n gilt, mein herelieher Dank fur viele Anrcgungen und sein stets forderndes Interesse an dieser Arbeit. Herrn Privatdozent Dr. H . B u c k a danke ich fur viele wertvolle Diskussionen und Ratschliige. Fur seine Mithilfe bei den Experimenten danke ich Herrn cand. phys.
L u d w i g O l s c h e w s k i . Die Deutsche Forschungsgemeinschaft und das Bundesministerium fur wissenschaftliche Forschung haben diese Arbeit durrh finanzielle Beihilfe ermoglicht, wofur ich ebenfalls danke.
z4)
z5)
A. B o h r , J. K o c h u. E. R a s m u s s e n , Arkiv Fysik 4, 155 (1952).
W. v. S i e m e n s , Ann. Physik VI, P 6 , 168 (1953).
H c i d e l b e r g , I. Physikalisches Institut der Universitat.
Bei der Redaktion eingegangen am 27. B'ehruar 1963.
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