Nauka 

Artur Błachowski, Krzysztof Ruebenbauer

Spektroskopia mössbauerowska
na Akademii Pedagogicznej w Krakowie

Podstawy spektroskopii mössbauerowskiej

Całości złożone z niezbyt dużej liczby cząstek, związanych ze sobą siłami wzajemnego przyciągania, posiadają pewien dyskretny układ stanów całkowitej energii, którą potrafią przyjmować. Typowym przykładem powyższego jest jądro atomowe zbudowane z protonów i neutronów. Układ taki przebywa w stanie podstawowym, scharakteryzowanym najmniejszą możliwą energią. Można go jednak pobudzić do wyższego spośród stanów energii. Wzbudzony dąży wobec tego do pozbycia się nadmiaru energii, zwykle poprzez emisję fotonu promieniowania elektromagnetycznego. Ponadto, wzbudzone stany jądrowe posiadają duży nadmiar energii w stosunku do energii stanu podstawowego, stąd emitują promieniowanie γ, które jest światłem, ale o bardzo krótkiej fali. Poziom podstawowy jest zwykle trwały, natomiast stany wzbudzone mają określony czas życia w sensie statystycznym, tzn. można określić czas, po upływie którego istnieje ponowna szansa pojawienia się konkretnego stanu. Stany mające skończony czas życia (stany wzbudzone) nie mają ściśle określonej energii, ale scharakteryzowane są pewną szerokością pasma wokół średniej energii stanu. W związku z tym emitowane promieniowanie posiada także pewne pasmo energii. Jest to fundamentalne i powszechnie obserwowane zjawisko. Za przykład może posłużyć szerokość pasm zajmowanych w telekomunikacji. Im więcej informacji chcemy przesłać na jednostkę czasu, tym szersze pasmo musi być użyte. A zatem sygnał telewizyjny zajmuje znacznie szersze pasmo niż, na przykład, rozmowa telefoniczna. Wzbudzone stany jądrowe leżące stosunkowo nisko ponad stanem podstawowym (na przykład pierwszy stan wzbudzony) mają zwykle dość długie czasy życia w porównaniu ze skalą czasu swoistą dla procesów jądrowych. W tej sytuacji stosunek szerokości pasma do średniej energii fotonu wyraża się bardzo małą liczbą, a stąd emitowane promieniowanie ma stosunkowo niską względną szerokość pasma. Innymi słowy, jest ono niemal monochromatyczne (energia fotonu definiuje jego barwę w obszarze światła widzialnego). Promieniowanie takie może łatwo wzbudzić inne jądro tego samego typu (o tej samej liczbie protonów i neutronów) będące w stanie podstawowym ze względu na bardzo dobre dopasowanie energii fotonu do energii wzbudzenia. Jest jednak zasadnicza trudność. Energia unoszona przez promieniowanie jest na tyle duża, że promieniujące jądro ulega odrzutowi w analogiczny sposób, jak ulega odrzutowi strzelba podczas wystrzału. W podobny sposób ulega odrzutowi absorbujące jądro (pocisk trafiając w lekką przeszkodę także ją odrzuca). Energia zużyta na odrzut przewyższa w typowych sytuacjach miliony razy szerokość pasma i nie dochodzi do absorpcji. Problem ten można rozwiązać umieszczając zarówno emitujący jak i absorbujący atom w sieci krystalicznej. Wtedy istnieje pewna szansa, że odrzut zostanie przejęty przez całą sieć, która ma bardzo dużą masę i praktycznie ani nie pobierze, ani nie doda żadnej energii. W takiej sytuacji zaobserwujemy silną absorpcję promieniowania (rezonansową) przez jądra w stanie podstawowym. Zjawisko to zostało odkryte przez Rudolfa Ludwiga Mössbauera w 1957 r. i stało się podstawą spektroskopii mössbauerowskiej.
 
Mössbauer otrzymał nagrodę Nobla z fizyki za swe odkrycie w 1961 r. Trzeba pamiętać, że tylko część fotonów jest emitowana „bez odrzutu”. Ułamek ten (frakcja bezodrzutowa) zależy od energii przejścia, masy atomu oraz siły wiązania tego atomu w sieci krystalicznej. Siła ta z kolei zależy od temperatury (maleje z jej wzrostem) i może też zależeć od kierunku emisji w stosunku do orientacji sieci. Tak więc frakcja bezodrzutowa maleje ze wzrostem temperatury. To samo rozumowanie stosuje się do prawdopodobieństwa absorpcji rezonansowej. Zależność frakcji bezodrzutowej od kierunku odtwarza symetrię otoczenia atomu rezonansowego. W niskich temperaturach fotony emitowane „z odrzutem” mogą mieć tylko niższe energie od fotonów „bezodrzutowych”. Natomiast w wyższych temperaturach pojawiają się także fotony „z odrzutem” o wyższych energiach niż energia rezonansu.
 
Atom związany w krysztale nie może spoczywać, ale wykonuje ruch wokół położenia równowagi o charakterze oscylacyjnym. Amplituda tego ruchu wzrasta ze wzrostem temperatury, ale nie znika nawet w temperaturze bezwzględnego zera. W czasie życia stanu wzbudzonego zachodzą miliony takich oscylacji. W związku z tym średnia prędkość ruchu w czasie życia stanu wzbudzonego wynosi zero (ruch do „przodu” kompensuje się z ruchem do „tyłu”). Natomiast nie kompensuje się kwadrat prędkości, gdyż kwadrat liczby nie zależy od jej znaku. W ogólności: nie kompensują się parzyste potęgi prędkości. Jeżeli są one różne dla jądra emitującego i absorbującego, to nastąpi pewne niedopasowanie energii, które można zaobserwować. Takie niedopasowanie zachodzi wówczas, gdy temperatury źródła i absorbenta są różne, oraz gdy siły wiążące atom rezonansowy są różne w źródle i absorbencie. Jest to przejaw „dylatacji” czasu pomiędzy poruszającymi się układami. Zjawisko to nie zależy od kierunku emisji/absorpcji w stosunku do sieci krystalicznej. Natomiast frakcja bezodrzutowa - już tak. Jeżeli atom rezonansowy znajduje się w sieci o najwyższej symetrii sześciennej (sieć zbudowana z sześcianów - atom rezonansowy w środku lub narożu sześcianu), to frakcja bezodrzutowa nie zależy od kierunku (jest izotropowa) pod warunkiem, że ruch atomu jest ściśle okresowy - ruch taki nazywamy harmonicznym.
 
Jeżeli atom rezonansowy w trakcie emisji/absorpcji promieniowania zmieni położenie w sieci, to pasmo emisyjne/absorpcyjne ulegnie poszerzeniu pod warunkiem, że rzut przeskoku na kierunek emisji/absorpcji nie jest wielokrotnością długości fali promieniowania. Zjawisko to jest podstawą badania procesów dyfuzji w skali odległości atomowych.
 
Jądro rezonansowe jest miniaturową sondą oddziaływującą z najbliższym otoczeniem poprzez siły elektromagnetyczne. Oddziaływania takie nazywamy nadsubtelnymi. Jądro oddziałuje bezpośrednio z gęstością ładunku elektronowego w jego wnętrzu. Oddziaływanie to prowadzi do przesunięcia energii poziomu jądrowego i jest różne w stanie podstawowym i wzbudzonym, gdyż w tych stanach występują różne rozkłady gęstości ładunku elektrycznego w jądrze. W wyniku procesu otrzymujemy energię przejścia zależną od gęstości elektronów w jądrze. Jeżeli gęstości te są różne w źródle i absorbencie, otrzymamy również dodatkowe niedopasowanie energii rezonansowej. Przesunięcie to nazywa się przesunięciem izomerycznym, a jego pomiar pozwala na wyznaczanie wartościowości atomu rezonansowego w danym materiale, a także na określenie stanu konfiguracji elektronowej atomu rezonansowego i jego najbliższego otoczenia. Jeżeli rozkład elektronów wokół jądra rezonansowego ma symetrię niższą od sześciennej, to można zaobserwować rozszczepienie poziomu jądrowego na podpoziomy pod warunkiem, że jądro w danym stanie nie jest ściśle sferyczne (a tak zwykle bywa), a także gdy spin jądra w tym stanie jest większy niż 1/2. Oddziaływanie to nazywa się elektrycznym oddziaływaniem kwadrupolowym. Daje ono informację o symetrii najbliższego otoczenia jądra oraz o obsadzeniu różnych orbitali atomowych. Jądra posiadają także momenty magnetyczne, które oddziałują z polem indukcji magnetycznej w otoczeniu jądra. Oddziaływanie to (magnetyczne dipolowe) prowadzi do rozszczepienia poziomu jądrowego na podpoziomy, gdy spin jądra jest większy od zera. Zależy ono od rozkładu namagnesowania w jądrze i dlatego jest różne w stanie podstawowym i wzbudzonym - stany te mają także różne spiny. Pole magnetyczne można wytworzyć za pomocą magnesu. Jeżeli jednak materiał zawierający atomy rezonansowe jest uporządkowany magnetycznie, to występują silne wewnętrzne pola lokalne i zewnętrzny magnes nie jest konieczny.
 
Linia mössbauerowska w ₆₇Zn (cynku) ma tak małą względną szerokość, że bez trudności można obserwować przesunięcie rezonansu w wyniku oddziaływania fotonu z ziemskim polem grawitacyjnym przy różnicy wysokości około 1 m. Jeżeli foton „spada”, to jego energia rośnie, a kiedy się „wznosi” - jego energia maleje.
 
Typową techniką stosowaną do obserwacji widm jest technika transmisyjna. Poziom wzbudzony jest obsadzany w wyniku rozpadu promieniotwórczego prekursora jądra mössbauerowskiego umieszczonego w odpowiedniej matrycy krystalicznej. Wychodząca wiązka przechodzi przez absorbent zawierający jądra rezonansowe w stanie podstawowym i jest rejestrowana przez detektor promieniowania γ. Źródło lub absorbent są poruszane z niewielką prędkością wzdłuż wiązki, co zapewnia skanowanie małego pasma energii wokół energii rezonansowej w wyniku zjawiska Dopplera pierwszego rzędu. W przypadku natrafienia na rezonans występuje silna absorpcja i detektor zlicza mniej fotonów. Bardzo użyteczną linią jest linia łącząca stan podstawowy z pierwszym stanem wzbudzonym w ₅₇Fe (żelazie) o energii 14,41 keV. W naturalnym żelazie występuje około 2,14 at.% izotopu ₅₇Fe. Prekursorem jest promieniotwórczy ₅₇Co (kobalt) rozpadający się do poprzez wychwyt elektronu i mający średni czas życia około 270 dni. Średni czas życia poziomu rezonansowego wynosi tutaj 141 ns. Najlepszym źródłem wzorcowym jest folia rodowa (Rh) z rozpuszczonym ₅₇Co. Analogicznie - taka folia z dodatkiem ₅₇Fe jest wzorcowym absorbentem z pojedynczą linią. Schematyczny układ poziomów energii oraz poglądowy schemat spektrometru są pokazane na rysunku 1.
 

 

Rysunek 1. Układ poziomów energii dla stanu podstawowego i pierwszego stanu wzbudzonego jądra 57Fe: izolowane jądro (Jądro), jądro w powłoce elektronowej (Atom), po włączeniu elektrycznego oddziaływania kwadrupolowego (gradientu pola elektrycznego - GPE) oraz po włączeniu dodatkowo oddziaływania magnetycznego dipolowego (B). Rzeczywista odległość poziomu wzbudzonego od podstawowego jest około 100 miliardów razy większa od odległości pomiędzy poszczególnymi podpoziomami (w skali tego rysunku byłaby większa niż odległość Ziemia - Księżyc). Na rysunku pokazano przypadek osiowo symetrycznego gradientu pola elektrycznego o osi głównej równoległej do pola magnetycznego. Pokazany schemat poziomów wystąpi dla dodatniego gradientu pola elektrycznego. Dolna część rysunku pokazuje ideę działania spektrometru mössbauerowskiego. Pokazana jest sytuacja, kiedy badana próbka jest absorbentem. W takim przypadku używa się źródła o pojedynczej linii - najlepiej w formie folii o grubości około 0,006 mm. Rysunek ten pochodzi z pracy [1]

Aparatura w Zakładzie Spektroskopii Mössbauerowskiej

Zakład posiada unikalną aparaturę do badań w wysokich temperaturach, prowadzonych metodą emisyjnej (od strony źródła) spektroskopii mössbauerowskiej w kontrolowanej atmosferze otaczającej źródło (próbkę). Aparatura umożliwia badania na źródłach w formie monokryształów, gdzie kierunek emisji rejestrowanego fotonu może być dowolnie zmieniany in situ. Posiadamy także urządzenia do produkcji źródeł w postaci płytek monokrystalicznych. Urządzenia te zostały zbudowane w Zakładzie.
 
Ponadto do naszej dyspozycji pozostaje najbardziej zaawansowany technologicznie spektrometr mössbauerowski MsAa-3 opracowany i wdrożony do produkcji we współpracy z krakowską firmą RENON prowadzoną przez mgr. inż. Roberta Górnickiego. Spektrometry te są zainstalowane także w kilku wiodących w skali światowej laboratoriach. Podstawowy zestaw takiego spektrometru jest pokazany na rysunku 2.
 

 

Rysunek 2. Podstawowy zestaw realnego spektrometru mössbauerowskiego MsAa-3. Źródło znajduje się we wnątrz osłony przed promieniowaniem

Zakład dysponuje także najbardziej zaawansowanym pakietem oprogramowania do opracowywania danych mössbauerowskich ab initio - MOSGRAF. Pakiet ten w dużej mierze powstał w Zakładzie, a jego początkowe wersje zostały napisane przez K. Ruebenbauera w McMaster University w Hamilton w Kanadzie. Pakiet ten jest stosowany przez szereg wiodących laboratoriów z zakresu fizyki materiałów, jak na przykład Los Alamos National Laboratory w New Mexico. Ośrodek w Los Alamos powstał w czasie II wojny światowej jako centralne laboratorium w ramach Projektu Manhattan, którego celem było wyprodukowanie pierwszych bomb jądrowych.
 
Ostatnio w Zakładzie zainstalowano serwer Instytutu Fizyki służący do intensywnych obliczeń struktur elektronowych metodą ab initio przy użyciu pakietu Wien2k autorstwa Petera Blahy i współpracowników z Politechniki Wiedeńskiej. Serwer ten służy także do wykonywania czasochłonnych obliczeń za pomocą pakietu MOSGRAF.
 

Ważniejsze wyniki naukowe uzyskane w Zakładzie

Do ważniejszych wyników uzyskanych w ostatnich latach można zaliczyć wykazanie, że frakcja bezodrzutowa może wykazywać anizotropię w kryształach o najwyższej symetrii sześciennej. Anizotropię taką znaleziono w kryształach NaCl (chlorek sodu - sól kamienna) w wysokiej temperaturze metodą nierezonansowego rozpraszania składowej sprężystej (bezodrzutowej) promieniowania emitowanego ze źródła rezonansowego. Dane doświadczalne uzyskał profesor James G. Mullen na zbudowanej przez siebie specjalnej apara turze. Był to pierwszy na świecie, nie budzący wątpliwości, przypadek znalezienia takiego zjawiska. Tym samym zostało stwier dzone, że ruch drgający atomów w wyższej temperaturze nie ma charakteru ściśle periodycznego [2-3].
 
Innym ważnym wynikiem jest znalezienie bardzo szybkiej dyfuzji atomów żelaza w otwartych kanałach struktury rutylu (dwutlenek tytanu - TiO₂). Żelazo powstaje tam po rozpadzie kobaltu (prekursora) w egzotycznym stanie elektronowym, który bardzo szybko się rozpada. W wyniku zastosowania emisyjnej spektroskopii mössbauerowskiej udało się ustalić własności tego stanu elektronowego, dysponując zaledwie pojedynczymi atomami w tym stanie, tzn. że w danej chwili czasu mamy co najwyżej jeden atom w tym stanie [4-6].
 
Zbadano także dynamikę drgań sieciowych, strukturę elektronową oraz mechanizmy dyfuzji domieszki żelaza powstającego w monokryształach tlenku kobaltawego, mieszanym tlenku kobaltawo-kobaltowym oraz w metalicznym kobalcie po rozpadzie promieniotwórczego kobaltu. Stwierdzono po raz pierwszy na poziomie mikroskopowym zależność szybkości dyfuzji domieszki od równowagowego ciśnienia parcjalnego tlenu, które to ciśnienie reguluje stężenie wakansji (pustych miejsc w sieci). Szybkość dyfuzji gwałtownie wzrasta ze wzrostem stężenia wakansji [7-9]. Z kolei stężenie wakansji w sieci kobaltu wzrasta ze wzrostem ciśnienia tlenu dla tlenku kobaltawego.
 
W ostatnim czasie stała się możliwa spektroskopia mössbauerowska przy zastosowaniu promieniowania synchrotronowego. W Zakładzie opracowano metodę badania dyfuzji za pomocą wiązek rezonansowych generowanych na synchrotronie i przy użyciu nierezonansowego rozpraszania quasi-sprężystego na próbkach monokrystalicznych. Jest to obecnie najbardziej kompletna teoria takiego procesu [10]. Wcześniejsze prace na ten temat zostały opublikowane przez G.V. Smirnova i W. Petry.
 
U. van Bürck i współpracownicy zaproponowali natomiast zastosowanie promieniowania synchrotronowego do badania rotacji cząsteczek w cieczach przy wykorzystaniu rezonansowego wzbudzenia jądrowego. Jest to możliwe ze względu na bardzo dużą intensywność promieniowania synchrotronowego. Metoda posiada dużo podobieństw do „klasycznej” metody zaburzonych korelacji kierunkowych. W naszym Zakładzie opracowano metodę pozwalającą na uzyskiwanie istotnych parametrów z takich „widm” metodami ab initio, tzn. poprzez bezpośrednie całkowanie i średniowanie zależnego od czasu równania Schrödingera [11]. Jest to interesujący problem, gdyż mamy do czynienia z „otwartym” układem kwantowo-mechanicznym podlegającym klasycznym zaburzeniom stochastycznym. Do jego rozwiązania użyto metody Monte Carlo przystosowanej do zastosowania w obszarze mechaniki kwantowej.
 
Jak zresztą wspomniano powyżej, jądro rezonansowe jest miniaturową sondą czułą na lokalną gęstość elektronową, lokalny gradient pola elektrycznego (elektryczne oddziaływanie kwadrupolowe) oraz na lokalne pole magnetyczne. Jeżeli sporządzimy stochastyczny stop o dwóch składnikach zawierający chaotycznie rozłożone domieszki w węzłach sieci otaczających atom rezonansowy będący pierwiastkiem stanowiącym główny składnik stopu, to dostaniemy rozkład oddziaływań nadsubtelnych odzwierciedlający wpływ domieszki na rozkład ładunku elektrycznego i namagnesowania w funkcji odległości domieszki od jądra rezonansowego. Z drugiej strony zaburzenie wywołane przez domieszkę może być obliczone metodami ab initio, stosując na przykład pakiet Wien2k. Pozwala to na wyciągnięcie wielu wniosków na temat oddziaływania pomiędzy elektronami w substancji metalicznej. Program takich badań został ostatnio zainicjowany w naszym Zakładzie. Opracowano niezbędne narzędzia do przetwarzania danych i dokonano pomiarów na kilku wybranych systemach. Można stwierdzić, że zaburzenie gęstości ładunkowej oraz gęstości spinowej elektronów przewodnictwa (namagnesowania) wywołane domieszką rozciąga się na małe odległości - do dwóch lub trzech odległości międzyatomowych [12-13]. Rysunek 3 pokazuje widma uzyskane w temperaturze pokojowej dla stopów żelazo-pallad. W miarę wzrostu stężenia palladu (Pd) opisanego parametrem widma ulegają zmianie w wyniku zaburzeń od domieszek Pd w najbliższym otoczeniu rezonansowych atomów żelaza.
 

 

Rysunek 3. Widma mössbauerowskie próbek żelaza me talicznego domieszkowanego palladem. Stężenie atomowe palladu jest pokazane przy każdym widmie. Widać wpływ palladu na gęstość ładunkową i spinową na jądrze rezonansowym 57Fe. Szczególnie istotny jest wpływ najbliżej położonych domieszek [12]. W próbkach tych nie występuje gradient pola elektrycznego. Proszę zauważyć wzrost szerokości linii ze wzrostem stężenia palladu (wynik sumowania po wielu nieco różnych widmach składowych dla różnych otoczeń) oraz wzrost odstępów pomiędzy liniami (przy małych stężeniach palladu pole magnetyczne na jądrach żelaza rośnie ze wzrostem stężenia palladu, mimo że pallad praktycznie nie posiada atomowego momentu magnetycznego w po równaniu z żelazem)

W Zakładzie opracowano też szereg unikalnych rozwiązań konstrukcyjnych związanych z prowadzoną działalnością. Jako przykład może posłużyć skonstruowanie laserowego interferometru do kalibracji prędkości spektrometru mössbauerowskiego. Zastosowano specjalne rozwiązania, które powodują, że przyrząd ten nie jest wrażliwy na zakłócenia [14].
 
Pełny opis działalności Zakładu i ważniejszych wyników można znaleźć na stronie: www.elektron.ap.krakow.pl. Mamy nadzieję, że ten krótki opis jest w stanie dać ogólne wyobrażenie o działalności naukowej prowadzonej w Zakładzie. Dalsze informacje można uzyskać na naszej stronie WWW cytowanej powyżej. Będziemy wdzięczni za bezpośrednie pytania i komentarze przesyłane na adres: sfrueben@cyf-kr.edu.pl

Informacje o Zakładzie Spektroskopii Mössbauerowskiej Instytutu Fizyki AP

Skład osobowy: dr inż. Artur Błachowski (adiunkt), prof. dr hab. inż. Krzysztof Ruebenbauer (profesor zwyczajny - kierownik); poprzedni pracownicy: dr hab. inż. J. Dryzek, dr J.T. Kowalik, dr inż. M. Kwater, dr inż. U.D. Wdowik, dr K. Włodarczyk.
 
Historia: Zakład powstał od podstaw w 1990 r.
 

Artur Błachowski,
Krzysztof Ruebenbauer

Przypisy
 

¹ A. Błachowski, K. Ruebenbauer, and J. Jura, Zastosowanie spektroskopii mössbauerowskiej w badaniach przejść fazowych stali, „Hutnik - Wiadomości Hutnicze” 71 (7-8), 316 (2004).

² K. Ruebenbauer, U.D. Wdowik, and M. Kwater, Expansion of the Lamb-Mössbauer factor into semi-invariants, „Physica” B 229, 49 (1996).

³ K. Ruebenbauer and U.D. Wdowik, Quartic anisotropy of the recoilless fractions in NaCl, „Phys. Rev.” B 61, 11416 (2000).

⁴ K. Ruebenbauer, U.D. Wdowik, and M. Kwater, Calculation of the recoilless -ray emission spectra from a substitutional impurity diffusing via the <001> channels in the rutile structure, „Phys. Rev.” B 54, 4006 (1996).

⁵ K. Ruebenbauer, U.D. Wdowik, M. Kwater, and J.T. Kowalik, Extended model of the channel diffusivity in the rutile structure, „Phys. Rev.” B 54, 12880 (1996).

⁶ U.D. Wdowik and K. Ruebenbauer, Emission Mössbauer spectroscopy in TiO₂ single crystal, „Phys. Rev.” B 63, 125101 (8) (2001).

⁷ K. Ruebenbauer and U.D. Wdowik, Nucleogenic iron charge states in CoO studied by Mössbauer spectroscopy, „J. Phys. Chem. Solids” 65 (11), 1785 (2004).

⁸ K. Ruebenbauer and U.D. Wdowik, Emission Mössbauer spectroscopy in the Co-O system under high oxygen pressure, „J. Phys. Chem. Solids” 65 (11), 1917 (2004)

⁹ K. Ruebenbauer and U.D. Wdowik, Nucleogenic iron studied by emission Mössbauer spectroscopy in Co-metal, „J. Phys. Chem. Solids” 66 (5), 716 (2005).

¹⁰ A. Błachowski and K. Ruebenbauer, Possible application of the SGMR interferometry to look upon microscopic mechanisms of diffusion in single crystals of partly disordered alloys, „Contribution to the series Recent Research Devel opments in Physics published by Transworld Research Network”, Volume 4, 37/661(2)-16, p. 333 (2003).

¹¹ A. Błachowski and K. Ruebenbauer, Sensitivity of the synchrotron radiation perturbed angular correlation method to the rotation of resonant molecules, „Synchrotron Radiation in Natural Science” 3, No. 1-2, 2 (2004).

¹² A. Błachowski, K. Ruebenbauer, and J. Żukrowski, Effect of Pd impurity on charge and spin density in metallic iron studied by Mössbauer spectroscopy, „Physica Scripta” 70 (6), 368 (2004).

¹³ A. Błachowski, K. Ruebenbauer, and J. Żukrowski, Charge and spin density perturbation on iron atom due to osmium impurity in metallic iron, „Nukleonika” 49, Suppl. 3, 67 (2004).

¹⁴ M. Kwater, Laser calibration of the Mössbauer spectrometer velocity: Improvements in design, Hyperfine Inter actions 116, 53 (1998).