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Bestimmung des elektrischen Quadrupolmomentes des Zn67-Kerns durch Messung der Hochfrequenzbergnge im 4 3P1-Zustand des Zn67-Atoms.

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Bestimm ung des elektrischen Quadrupolmomentes
des Zne7-Kernsdurch Messung der Hochfrequenziibergange
im 4 8Pl-Zustanddes ZnG7-Atoms
Von K l a u s B o c k m a n n , H u b e r t Kriiger und E k k e h a r d Recknagel
Mit 3 Abbildungen
Herrn Prof. Dr. Gustav Hertz xurn 70. Geburtstage gewidmet
Inhaltsiibersicht
Mit Hilfe der Doppelresonanzmethode wurden die beiden im Dezimeterwellengebiet liegenden magnetischen Dipolubergange zwischen den Hyperfeinstrukturtermen des metastabilen 4 3Pl-Terms des Zn67-Atoms gemessen
und aus den Frequenzen das elektrische Quadrupolmoment des Zne7-Kerns
zu 0,18 .
em2 berechnetl).
Einleitung
Die optischen Hyperfeinstrukturuntersuchungen im Zinkspektrum von
L y s h e d e und R a s m u s s e n 2 ) haben fur den Zne7-Kern die Kerndrehimpulsquantenzahl I = 512 und das magnetische Kernmoment ergeben. Messungen von Arroe3) an Zinkproben, die das Zn67-Isotop angereichert enthielten, bestatigten diese Werte. Das magnetische Kernmoment wurde von
Weaver4) nach der magnetischen Kernresonanzmethode mit groljer Genauigkeit nachgemessen. Das elektrische Quadrupolmoment des Zne7-Kerns lie13
sich aus den optischen Messungen nicht berechnen, weil eine geniigend genaue
Vermessung der Hyperfeinstrukturkomponenten wegen zu geringer Auflijsung nicht moglich war. In solchen Fallen liegt die Anwendung einer Hochfrequenzresonanzmethode nahe, bei der man unmittelbar die Abstande zwischen
den Hyperfeinstrukturtermen als magnetische Dipolresonanzubergange messen
kann. Die D o p p l e r breite ist im Hochfrequenzgebiet vernachlassigbar klein,
und die geraden Isotope verursachen keine storenden Uberlagerungen, weil
ihre Terme keine magnetische Hyperfeinstrukturaufspaltung besitzen. Zur
Messung von elektrischen Kernquadrupolkopplungen ist es notig, einen Zustand mit einer Gesamtdrehimpulsquantenzahl der Elektronenhiille J >= 1
zu wahlen. Da der Grundzustand des Zinkatoms ein %,-Term ist, mulj man
einen angeregten Zustand vermessen. Direkte Hochfrequenzabsorptionsz,
8)
4)
Eine kurze Mitteilung der Verf. erschien: Naturwiss. 44, 7 (1957).
J . M. Lyshede und E. R a s m u s s e n , Z. Physik 104, 434 (1937).
H. Arroe, Physic. Rev. 74, 1263 (1948).
H. E. Weaver, Physic. Rev. 89, 923 (1953).
Bockmann, Kruger u. Recknagel: Elektrisches Quadrupolmoment des Zn67-Kerns 251
messungen in angeregten Zustanden scheiden aus Intensitiitsgriinden aus.
Dagegen bietet die ,,Doppelresonanzmethode" die Moglichkeit, die Hyperfeinstruktur angeregter Atomterme zu vermessen. Die Doppelresonanzmethode ist ausfiihrlich in der Literatur beschrieben worden5), so daB hier
nur auf die Punkte eingegangen werden soll, die fur die Anwendung auf die
vorliegende Untersuchung wichtig sind.
Die Doppelresonanzmethode
Erregt man Atome durch die optische Einstrahlung einer Absorptionslinie, die linear polarisiert aus e i n e r Richtung kommt, so ist die Fluoreszenzstrahlung haufig anisotrop. Die GroIje der Anisotropie hangt von den Drehimpulsquantenzahlen der beiden optischen Terme, vom Kernspin und von
der Linienform der eingestrahlten Linie ab. Der Dampfdruck im Fluoreszenzgefa13 mu13 niedrig genug gewahlt werden, damit die durch die Einstrahlung
geschaffene Anisotropie nicht durch StoIje vernichtet wird. Werden durch
ein Hochfrequenzmagnetfeld bei Resonanz magnetische Dipolubergange
zwischen den einzelnen Hyperfeinstrukturtermen induziert, so geht ein Teil
dieser durch die spezielle Einstrahlung geschaffenen Anisotropie verloren.
Durch h d e r u n g der Einstellung des Elektronendrehimpulses zum Kerndrehimpuls Xerlieren die Atome die Erinnerung an die spezielle Anregung6).
Da die gesamte Intensitat der Fluoreszenzstrahlung sich dadurch nicht andert,
genugt es, ihre Intensitat in e i n e r Richtung zu messen; iiblicherweise wird
diese senkrecht zur Einstrahlungsrichtung gewahlt, um das Streulicht niedrig
zu halten. Die Intensitatsanderung dient als Nachweis der erfolgten Resonanziibergange zwischen den Hyperfeinstrukturtermen des angeregten Zustandes.
Zur Messung strahlt man eine geeignete Absorptionslinie linear polarisiert
in ein FluoreszenzgefaB ein, registriert die Intensitat der Fluoreszenzstrahlung
und verandert wahrenddessen kontinuierlich die Frequenz des magnetischen
Hochfrequenzfeldes am Ort des FluoreszenzgefaBes uber den in Frage kommenden Frequenzbereich hinweg. Die auf Grund der Auswahlregel AF =
& 1 moglichen magnetischen Dipoliibergange zwischen den Hyperfeinstrukturtermen des angeregten Zustandes zeichnen sich in der Registrierkurve
als Resonanzlinien ab7). Die Halbwertsbreite einer solchen Resonanzlinie
wachst infolge eines Sattigungseffektes mit dem Hochfrequenzmagnetfeld
an. Geht das Hochfrequenzmagnetfeld gegen Null, so bleibt die natiirliche
Linienbreite Av, ubrig, die durch die Lebensdauer z des angeregten Zustandes
gegeben ist:
1
Av,=&.
Bei der Auswahl eines geeigneten angeregten Zustandes ist zu beachten,
daB seine Lebensdauer nicht zu kurz ist, damit die naturliche Linienbreite
der Hochfrequenzresonanzlinien nicht vergleichbar oder groBer als die Uber5) J. B r o s s e l u. A. K a s t l e r , C. R. Acad. Sci. Paris 229, 1213 (1949); J. B r o s s e l
u. F. B i t t e r , Physic. Rev. 86, 308 (1952); K. H. A l t h o f f , Z . Physik. 141, 33 (1955).
6 ) Man kann diesen Effekt auch als Depolarisation der Fluoreszenzstrahlung bezeichnen.
7 ) F ist die Gesamtdrehimpulsquantenzahl des Atoms.
252
Annalen der Physik. 6. Folge. Band 20. 1957
gangsfrequenzen selbst wird. Eine zu grol3e Lebensdauer bedeutet geringe
Intensitat der Fluoreszenzstrahlung. Es kommt daher darauf an, einen geeigneten angeregten Term bzw. eine geeignete optische Spektrallinie zu finden,
bei der sich die beiden einander widersprechenden Forderungen, geniigend
schmale Hochfrequenzubergange und ausreichende Intensitat der Fluoreszenzstrahlung, verwirklichen lassen. Diese beiden Forderungen beschranken die
Auswahl der Probleme, die mit Hilfe der Doppelresonanzmethode bearbeitet
werden konnen.
Bei der Anwendung der Doppelresonanzmethode auf Messungen am
Zn67-Isotop erwies sich als brauchbarer angeregter Zustand der metastabile
4 3Pl-Zustand, der iiber die lnterkombinationslinie (3, = 3076 d) vom Grundzustand 4 lS, aus zu erreichen ist. Der 4 3Pl-Zustand spaltet infolge des Kernspins I = 512 in drei Hyperfeinstrukturterme mit den
v'-5i2 5i2
Gesamtdrehimpulsquanten3iz
zahlen F = 712, 5/2 und
3/2 auf (s. Abb. 1). Nach
der Auswahlregel fur ma/
gnetische Dipoliibergange
sind zwischep diesen Termen zwei Hochfrequenziibergange F = 712 ++ F =
/
512 und F = 512 t t F = 312
zu erwarten. Die Hyperfeinstruktur des 4 3P,-Zustandes ist naherungsweise von
L y s h e d e und R a s m u s s e n b ) vermessen worden.
Abb. 1. Schematische Darstellung der Hyperfeinerstruktnraufspaltung des 4 SP,-Zustandes des Zne7- Die Lage der beiden
Atoms
wartenden Hochfrequenzubergange 1aBt sich daraus
zu y rn 1900 MHz (3, m 16 cm) und v rn 1400 MHz (A w 21 cm) abschatzen.
Die Halbwertsbreite lLDt sich auf Grund der Lebensdauer des 43P1-Zustandesg) z = 3,O 10-5 sec unter Vernachlassigung einer Sattigungsverbreiterung durch das Hochfrequenzfeld xu etwa 10 kHz berechnen. Das
Auffinden von relativ schmalen Hochfrequenzlinien stellt grofie Anforderungen an den kontinuierlich durchs timmbaren Dezimeterwellensender,
da keine Frequenzspriinge von der GroBenordnung der Linienbreite auftreten diirfen. Ferner ist zu beachten, da13 schmale Linien besonders anfallig fur Zeeman -Verbreiterung durch magnetische Storfelder sind, wie
z. B. 50 Hz-Streufelder oder auch das konstante Erdfeld; dadurch werden die
Amplituden der Hochfrequenzlinien herabgedriickt. Man kann absehatzen,
daO im vorliegenden Falle des 4 3Pl-Terms des Zn6'-Atoms Storfelder kleiner
als 10-2 Oersted sein miissen, damit sie sich nicht vermindernd auf die Resonanxdepolarisation auswirken. Man kann allerdings diese Forderung ab~
~
~~~(L$
&/'
9
J.M.Lyshede u. E . R a s m u s s e n , 1. c.
P. Solleilet, C . R. Acad. Sci. Paris 187, 723 (1928); H. Bruck, Publ. des Lab.
Phys. Ecole Norm. Sub., Paris 1942.
8)
9)
Bockmann, Kriiger u. Recknagel: Elektrisches Quadrupolmoment des Zn6'-Kerns
253
schwkchen, indem man eine geniigend groBe magnetische Hochfrequenzfeldstarke fur die Resonanziibergange wahlt. Die Amplitude der Resonanzkurve in der Resonanzmitte steigt zunachst linear mit wachsender Hochfrequenzfeldstarke an und geht bei groBerer Hochfrequenzfeldstarke in eine
Siittigung uber1O). Weitere VergroBerung der magnetischen Hochfrequenzfeldstiirke fiihrt dann, ohne daB die Amplitude noch wesentlich zunimmt,
zu einer Linienverbreiterungll). Die magnetische Hochfrequenzfeldstarke,
bei der die Sattigung einsetzt, laOt sich fur die Ubergange im 4 3Pl-Term des
Zn67-Atoms zu etwa
Oersted abschatzenI2). Wahlt man eine groOere
magnetische Hochfrequenzfeldstarke, so werden die Ubergange iiber die oben
berechneten 10 kHz hinaus verbreitert; damit kann die Anforderung zur
Beseitigung von Storfeldern vermindert werden. Praktisch genugt es, die
Storfelder auf die GroBenordnung der verwendeten magnetischen Hochfrequenzfeldstarke herabzudriicken.
Ein weiterer wichtiger Punkt ist die Abschatzung des zu erwartenden
Intensitatseffektes in den beiden Resonanziibergangen. Da das Zn67-Isotop
i m natiirlichen Zink nur etwa zu 4% vorhanden ist, war es notwendig, im
FluoreszenzgefaB Zink zu verwenden, in dem das Zn67-Isotop angereichert
war. In der Lichtquelle storen die iibrigen geraden Isotope nicht, da infolge
der Dopplerverbreiterung in der optischen Linie 43P,-41S,,die Komponenten
der geraden Isotope die des Zns7-Isotops iiberdecken. so daB das Licht aller
Isotope in der Lichtquelle die Zn6'-Atome im FluoreszenzgefaB anregt. Unter
Annahme einer Dopplerverbreiterung, die einer Temperatur von 400" C in
'der Lichtquelle entspricht, und linear polarisierter Einstrahlung der 4 3P,-4 ISo
Linie in das FluoreszenzgefaB lafit sich ein Sattigungsintensitatseffekt fur die
verwendete experimentelle Anordnung in den beiden zu erwartenden Hochfrequenzubergangen zu etwa 10% des Fluoreszenzlichtes der Zn67-Atome
abschatzen13). Eine Depolarisation durch StoBe im Fluoreszenzgefafi ist
in dieser Abschatzung nicht beriicksichtigt.
Experimentelle Anordnung
Die experimentelle Anordnung ist in Abb. 2 schematisch dargestellt. Eine
elektrodenlose Hochfrequenzentladung in einem abgezogenen QuarzgefaB,
das Zink der natiirlichen Isotopenzusammensetzung und einen Zusatz von
Q,1 Torr Krypton als Tragergas enthielt, diente als Lichtquelle. Das QuarzgefaB befand sich in der Schwingspule eines 600 Watt-Hochfrequenzsenders,
der bei einer Frequenz von etwa 60 MHz betrieben wurde. Ein elektrischer
Ofen hielt das QuarzgefaO auf einer Temperatur von ungefahr 400" C, um den
fur eine lichtstarke Entladung notwendigen Zinkdampfdruck zu erzeugen.
Das von der Gasentladung emittierte Licht wurde durch ein Nicolsches
Prisma linear polarisiert und in ein FluoreszenzgefaB, welches Zink enthielt,
in dem das Zn67-Isotop auf etwa 60% angereichert war, eingestrahlt14)10)
s. z. B. Althoff, 1. c.
s. z. B. Meyer-Berkhout, Z. Physik 141, 185 (1955).
s. hierzu H. Kriiger, Z. Physik 141, 43 (1955).
Das Zink mit dem angereicherten Zn67-Isotop wurde von Harwell als ZnO geliefert. Es wurde elektrolytisch an einem Pt-Draht abgeschieden (a. Hdb. d. analyt.
Chemie, Teil 111, Bd. IIb, Berlin 1945) und in das vorher gut ausgeheizte FluoreszenzgefiiD aus Quarz destilliert. Das QuarzgefaB wurde mit Hilfe eines Kohlebogens abgezogen .
11)
12)
13)
254
A n n d e n aer Physik. 6. Folge. Band 20. 1957
Ein Schottfilter UG 11 lie8 vom Zinkspektrum praktisch nur die Interkombinationslinie 4 3P1-4 %, (A = 3076 A) durch. Um bei der Messung des.
Fluoreszenzlichtes in der Richtung senkrecht zur Einstrahlungsrichtung das.
Streulicht moglichst niedrig zu halten, hatte das FluoreszenzgefaD die Form
eines ,,Woodschen Hornes" und war bis auf ein Einstrahlungs- und ein
Beobachtungsfenster geschwarzt. Mit einem HeiBluftstrom wurde das FluoreszenzgefaB geheizt, so da13 seine kalteste Stelle eine Temperatur von etwa
300" C hatte; der Zinkdampfdruck betragt bei dieser Temperatur etwa lo-%
Torr. Die Doppelresonanzversuche an den Alkalien14)
mufiten bei Drucken durchgefiihrt werden, die rund
zwei Zehnerpotenzen niedriger waren. Bei den Alkalien
erfolgt die Depolarisation
der
Fluoreszenzstrahlung
durch StoBe bereits bei
Dampfdrucken von einigen
lou5 Torr, wahrend sie beim
Zink erst bei
Torr merkI
37Hz-SfimmPhosen lich ist. Diese Tatsache erabelgenemtor
schieber
laubte die Untersuchung des
Abb. 2. Schematische Darstellung der Versuchs- metastabilen 43Pl-Zustandes
anordnung
des Zinkatoms nach der DopDelresonanzmethode trotz
des geringen f-Wertes von f = 1,6 lop4 der Interkombinationslinie, da
durch die Moglichkeit, den Zinkdampfdruck zu etwa
Torr zu wahlen,
die erforderliche Intensitat der Fluoreszenzstrahlung zur Verfiigung stand.
Das magnetische Hochfrequenzfeld, welches die magnetischen Dipoliibergange im angeregten Zustand bewirkt, wurde am Ort des FluoreszenzgefaDes durch einen Drahtbiigel, der den AbschluB eines koaxialen vom Dezimeterwellensender ausgehenden Kabels bildete, erzeugt. Der Dezimeterwellensender war ein selbstgebauter koaxialer Oszillator mit der Scheibentriode 2 C 39 A. Die Abstimmung erfolgte durch Verschieben des AbschluDschiebers des Anoden-Gitterraumes bei gleichzeitigem Verschieben des Abschlufischiebers des Kathoden-Gitterraumes. Um Schwinglocher und parasitare Schwingungen zu vermeiden, wurde der Anoden-Gitterschieber in
Form von zwei aneinander gesetzten A/4-Topfen fur 1= 16 cm und 1 = 20 cm,
entsprechend den zu iiberstreichenden Frequenzbereichen, gewahlt. Der
Sender arbeitete im 3 ill4-Betrieb. Der Anoden-Gitterschieber wurde zum
Frequenzvorschub durch eine Spindel, die iiber ein Schneckengetriebe von
einem Motor angetrieben wurde, bewegt. Der Frequenzvorschub betrug
etwa 40 kHz/min. Der Kathoden-Gitterschieber konnte in kleinen Bereichen
gemeinsam mit dem Anoden-Gitterschieber verschoben werden. Die Aus9
l4) NaZ3:P. L. Sagalyn, Physic. Rev. 94, 885 (1954); Cs133: K. Althoff u. H.
Kruger, Naturwiss. 41, 368 (1954); K. A l t h o f f , Z. Physik. 141, 33 (1955).; Rbs5,
Rbs7: H. Kriiger u. U. Meyer-Berkhout, Maturwiss. 42,94 (1955); U. Meyer-Berkh o u t , Z. Physik 141, 185 (1965); Kag: G. J. R i t t e r u. G. W. S e r i e s , Proc. Royal
Soc. A238, 473 (1957).
Bockmann, Kriiger u. Recknagel: Elektrisches Quadrupolmoment des Zn67-Kerns
255
kopplung der Hochfrequenzenergie erfolgte induktiv durch eine Koppelschleife, die an ein durch den Anoden-Gitterschieber gefuhrtes koaxiales
Kabel angeschlossen war. Am Ort des Fluoreszenzge'ial3eskonnte eine magnetische Hochfrequenzfeldstarke von etwa 0 , l Oersted erzeugt werden. Die Richtung des Hochfrequenzfeldes war parallel zur optischen Einstrahlungsrichtung
gewahlt. Das Erdfeld wurde durch drei zueinander senkrecht angeordnete
Helmholtzspulen auf etwa 0,Ol Oersted kompensiert.
Infolge der GroBe des Hochfrequenzmagnetfeldes von etwa 0 , l Oersted
war eine Verbreiterung der Resonanziibergange auf etwa 0 , l MHz zu erwarten;
daher muljten beim Durchstimmen des Senders Frequenzsprunge kleiner als
0,l MHz bleiben. Diese Anforderung a n den Sender lielj sich dadurch erfullen,
dalj der elektrische Ubergang von den Rohren zu den Abschlul3schiebern
ohne galvanische Kontakte kapazitiv iiber eine 0,2 mm dicke Styroflexfolie
erfolgte.
Das Fluoreszenzlicht wurde auf die Kathode eines Photomultipliers
(RCA 1 P 28) der senkrecht zur optischen Einstrahlungsrichtung in Richtung
des elektrischen Vektors des polarisierten Lichtes stand, fokussiert. Der
Ausgangsstrom des Photomultipliers, der dem Fluoreszenzlicht entsprach,
betrug bei einer Multiplierspannung von 700 Volt etwa 5 . lo-* A. Zur
Erhohung des Signal-Rauschverhaltnisses wurde die Amplitude des Dezimeterwellensenders durch Steuerung am Gitter der Scheibentriode mit 37 Hz
rechteckig 100yGigmoduliert und der Multiplierstrom hinter einem Niederfrequenzverstarker und anschlieljendem 37 Hz-Schmalbandverstarker mit
einer Randbreite von 0,Ol Hz als Funktion der kontinuierlich veranderten
Senderfrequenz registriert.
MeBergebnisse und Auswertung
In Tabelle 1 sind die Ergebnisse der Messungen an den beiden Hochfrequenzubergangen zwischen den Hyperfeinstrukturtermen des 4 3P,-Zustandes des Zn6'-Atoms zusammengestellt.
Tabelle 1
ffbergang
F+F-1
712 c-, 512
512 t-, 3/2
ubergangsfrequenz
2111,13 f 0,12
1551,54 5 0,lO
SignallRauschverhiiltnis
(Bandbreite 0,Ol Hz)
40
30
0,23
Die angegebenen Frequenzen sind Mittelwerte aus acht Einzelregistrierungen. Urn eine Verschiebung des Linienmaximums infolge des zei tlichen Frequenzvorschubes zu korrigieren,
& - d e n abwechselnd in Rilhtung
steigender und fallender FrequenZen registriert. Abb. 3 zeigt eine
Registrierkurve des uberganges
F = 712 c, F = 512. Die Angabe
des Signal-Rauschverhaltnisses bezieht sich auf eine Einzelregistrierung bei den angebenen Daten.
Abb. 3. Registrierkurve des ubergangs
Die Halbwertsbreiten sind nur bei
Y , , ~ - ~bei
, ~ 2111 MHz
256
Annalen deT Physik. 6. Folge. Band 20. 1957
den verwendeten Hochfrequenzfeldstarken von etwa 0,l Oersted gemessen
worden 15). Die Maximalamplituden der beiden Linien entsprechen einer
Bnderung des Fluoreszenzlichtes um etwa 1-2%.
Die Energie der Hyperfeinstrukturterme eines Feinstrukturniveaus 1aBt
sich unter Berucksichtigung der magnetischen Kopplung des Kerns mit der
Elektronenhulle und der Kernquadrupolkopplung darstellen
:
+
+
+
Dabei ist C = F ( F
1) - I (I 1) - J ( J
l), A die magnetische Kopplungskonstante und B die Kernquadrupolkopplungskonstante. Fur einen
3Pl-Term der Konfiguration (s, p) ist bei beliebiger Kopplung der beiden
auBeren Elektronen
B E -Q e2 [cf R; (2,)- c1 c2 2 fi S, (Z,)] Sv
( 2)
15 & ZiH , ( Z t ;I = 1)
Hierin bedeuten Q das elektrische Kernquadrupolmoment, e die Elementarladung, ,UB das Bohrsche Magneton, Zidie innere Kernladungszahl fur das
p-Elektron und R:, S,. und H,. relativistische Korrekturen. Die Faktoren c1
und c2 sind die Koeffizienten der den 3Pl-Term beschreibenden Eigenfunktion
= c1 y1 (1/2, 3/2)J = 1
cz “#z (1/2, 1/2)J = 1
wobei yl (l/2, 3 / 2 ) =
~ 1 und yz (l/2, l / 2 ) =~ 1 die beiden Eigenfunktionen
zum Gesamtelektronendrehimpuls J = 1 fur den Fall reiner ( j , j)-Kopplung
bedeuten. Die von der Kopplung abhangigen Koeffizienten c1 und c2 lassen
sich aus den Termlagen der vier Terme lPl, 3P0, 3P1und 3Pzberechnen. Fur
den 4 3Pl-Term des Zn-Atoms ergeben sich c1 = 0,565 und c2 = 0,825. Die
Abweichung von der Russell-Saunders-Kopplungist fur diesen Term sehr
gering, wie man durch Vergleich dieser Werte mit denen fur reine RussellSaunders-Kopplung c1 = 0,577 und c2 = 0,816 erkennt. Fur SY ist in G1. (2)
der Anteil der Feinstrukturaufspaltung zwischen dem 4
und dem 4 3P2Term einzusetzen, der der Spin-Bahnkopplung des p-Elektrons entspricht; er
wurde nach den1 von Wolfe17) angebenen Verfahren ermittelt.
Auf Grund von G1. (1) und der Auswahlregel AF = 2 1 fur magnetische
Dipolubergange lassen sich die beiden Frequenzen zwischen den drei Hyperfeinstrukturtermen des 4 3Pl-Terms angeben zu
v 7 / 2 + + 5 / 2 = 712 A
21/20 B,
~ j l 2 + + 3 / 2 = 512 A - 312 B.
Aus den gemessenen ubergangsfrequenzen errechnet sich hiernach der
magnetische Aufspaltungsfaktor A und die elektrische Kernquadrupolkopplungskonstante B zu
A = (608,99 & 0,05) MHz,
B = (-19,37 & 0,09) MHz.
+
J
+
l5) Die beobnchteten Halbwertsbreiten werden erheblich durch das Verhaltnis Frequenzvorschub/Bandbreite beeinfluBt. Die kleinste Halbwertsbreite des Uberganges
712 t-f 512 wurde bei einer Bandbreite von 0,2 Hz und dem oben angegebenen Frequenzvorschub zu 0,14 MHz gemessen.
l6) H. B. G. Casimir, On the Interaction between Atomic Nuclei and Electrons.
Teylers Tweede Genootshep 11 (1936). H. Kopfermann, Kernmomente, Akadem.
Verlagsges. Frankfurt 1956. (Die relativistischen Korrekturen sind hier tabelliert.)
l7) H. Wolfe, Physic. Rev. 41,474 (1930).
Biicknzann, Kruyer u. Recknagel: Elektrisehes Quadrupolmornent des Zn67-Kerns
257
Each G1. (2) ergibt sich dann das Quadrupolmoment des Zn6'-Kerns zu
Q (Zn6') = (+0,18
O,O?1)
.
em2.
Eine S t e r n h e i m e r Korrektur ist nicht vorgenommen worden16). Eine
nennenswerte Storung des 4 3P,-Terms scheint nicht vorzuliegen, da der
gJ-Faktor dieses Terms xu 1,496 bekannt istlg), wahrend bei reiner RussellSaunders-Kopplung fur einen ungestorten 3Pl-Term 1,501 zu erwarten ist20).
Nach dem Schalenmodell hat der Kern 3oZni1 ein f7,2-Neutronenloch.
Das Quadrupolmoment des Kerns mit der entsprechenden Protonenkonfiguration QbRb:;) = 0,29
em2 sei zum Vergleich angegeben.
+
Die Deutsche Forschungsgemeinschaft unterstutzte die Untersuchungen
dureh Bereitstellung mehrerer MelJgerate. Der Suddeutsche Rundfunk uberlielj uns einige UKW-Sendetrioden und die Firma Telefunken einige Scheibentrioden 2 C 39 A. Wir danken fur diese Hilfe.
R. Sternheimer, Physic. Rev. 11, 474 (1954).
Ch. E. Moore, Atomic Energy Levels, 2, 125 (1952).
so) Der Fehler von Q ist im wesentlichen durch die Vnsicherheit des Z,-Wertes
gegeben.
la)
l9)
H e i d e l b e r g , 1. Physikalisches Institut der Universitat und T u b i n g e n ,
Physikalisches Institu t der Universitat.
Bei der Redaktion eingegangen am 28. MLrz 1957.
Ann. Physik. 6. Folge, Bd. 20
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