異性体シフト

異性体シフト（異性体シフトとも呼ばれる）は、ある核異性体が別の核異性体に置き換わった結果として生じる、原子スペクトル線とガンマスペクトル線のシフトである。通常はそれぞれ、原子スペクトル線異性体シフトとメスバウアー異性体シフトと呼ばれる。スペクトルが超微細構造も持つ場合、シフトはスペクトルの重心を指す。異性体シフトは、原子核構造と原子の物理的、化学的、または生物学的環境に関する重要な情報を提供する。最近では、この効果は自然界の基本定数の時間変化を探索するためのツールとしても提案されている。^[1]

原子スペクトル線の異性体シフトは、原子スペクトルのエネルギーまたは周波数のシフトであり、ある核異性体を別の核異性体に置き換えるときに発生します。この効果は、1956年にリチャード・M・ワイナー^[2]によって予測され、彼の計算では、原子（光学）分光法で測定可能であることが示されました（^[3]も参照）。これは、1958年に初めて実験的に観測されました^{[4] 。原子異性体シフトの理論[2] [3]}は、メスバウアー異性体シフトの解釈にも使用されます。

異性体の概念は、化学や気象学などの他の分野にも登場する。そのため、この効果に関する最初の出版物^{[3] [2]では、}スペクトル線上の核異性体シフトという名前が使われた。メスバウアー効果が発見される前は、異性体シフトは原子スペクトルのみを指していた。このため、この効果の最初の定義^{[2] [3]には}原子という単語がなかった。その後、ガンマ分光法でもメスバウアー効果を通じて異性体シフトが観測され、メスバウアー異性体シフトと呼ばれるようになった。異性体シフトの歴史と使用される用語の詳細については、 ^{[5] [6]}を参照。

原子スペクトル線は、異なる原子エネルギーレベルE間の電子の遷移と、それに続く光子の放出によって生じます。原子レベルは、電子と原子核の間の電磁相互作用の現れです。同じ元素の異なる同位体である原子核を持つ 2 つの原子のエネルギーレベルは、2 つの同位体の電荷Zが同一であるにもかかわらず、一方が他方に対してシフトしています。これは、同位体が中性子の数だけ異なり、したがって 2 つの同位体の質量と体積が異なるためです。これらの違いにより、原子スペクトル線に同位体シフトが生じます。

2つの核異性体の場合、陽子の数と中性子の数は同一であるが、2つの核異性体の量子状態、特にエネルギーレベルは異なる。この違いにより、2つの異性体の電荷分布に違いが生じ、対応する静電核ポテンシャルφに違いδφが生じ、最終的には原子エネルギーレベルの違いΔEが生じる。原子スペクトル線の異性体シフトは次のように表される。

${\displaystyle \Delta E=-e\int \delta \phi |\psi |^{2}\,d\tau ,}$

ここで、ψ は遷移に関与する電子の波動関数、e はその電荷であり、積分は電子座標上で実行されます。

同位体シフトと異性体シフトは、どちらも原子核の有限なサイズが現れる効果であり、どちらも電子と原子核の間の電磁相互作用エネルギーの差によるものであるという点で似ています。同位体シフトは異性体シフトより数十年も前から知られており、原子核に関する有用ではあるものの限られた情報しか提供していませんでした。異性体シフトとは異なり、同位体シフトは最初に実験で発見され、その後理論的に解釈されました（^[7]も参照）。同位体シフトの場合、電子と原子核の間の相互作用エネルギーの決定は比較的単純な電磁気学の問題ですが、異性体の場合は、原子核の異性体励起、ひいては2つの異性体状態の電荷分布の差を説明するのは強い相互作用であるため、問題はより複雑です。この状況は、核異性体シフトが以前に発見されなかった理由を部分的に説明しています。適切な核理論、特に核殻モデルは、 1940 年代後半から 1950 年代前半になってようやく開発されました。このシフトの実験的観察に関しては、準安定核である異性体による分光法を可能にする新しい技術の開発も待たなければなりませんでした。これも 1950 年代になってようやく実現しました。

異性体シフトは原子核の内部構造に敏感ですが、同位体シフトは（かなり近似的に）敏感ではありません。したがって、異性体シフトの調査から得られる原子核物理学の情報は、同位体シフト研究から得られる情報よりも優れています。異性体シフトによる測定、たとえば励起状態と基底状態の原子核半径の差は、原子核モデルの最も感度の高いテストの 1 つです。さらに、メスバウアー効果と組み合わせることで、異性体シフトは現在、物理学以外の多くの分野でユニークなツールとなっています。

核殻モデルによれば、異性体のクラスが存在し、そのクラスでは、第一近似では、2 つの異性体状態の電荷分布の差の推定値を得るために、「光学」核子と呼ばれる単一の核子を考慮すれば十分であり、残りの核子は除外される。これは特に、ほぼ閉じた殻を持つ奇数陽子 - 偶数中性子核内の異性体に当てはまる。効果が計算されたインジウム-115 ^[2]はその一例である。計算の結果、原子スペクトル線の異性体シフトはかなり小さいものの、光学測定の限界を構成する一般的な自然線幅よりも 2 桁大きいことが判明した。

3年後にHg-197で測定されたシフト^[4]はIn-115で計算されたシフトに非常に近かったが、Hg-197ではIn-115とは異なり、光学核子は陽子ではなく中性子であり、電子-自由中性子相互作用は電子-自由陽子相互作用よりもはるかに小さい。これは、光学核子が自由粒子ではなく束縛粒子であるという事実の結果である。^[2]したがって、結果^[4]は、奇数光学中性子に有効電荷Z / Aを関連付けることにより理論^[2]内で説明できる^[8]。

メスバウアー異性体シフトは、 2 つの異なる物理的、化学的、または生物学的環境における 2 つの異なる核異性体状態を比較するときにガンマ線分光法で見られるシフトであり、2 つの核異性体状態間の反跳のないメスバウアー遷移と、これら 2 つの環境における 2 つの原子状態間の遷移の複合効果によるものです。

原子スペクトル線の異性体シフトは、電子波動関数 ψ と 2 つの異性体状態の静電ポテンシャル φ の差 δφ に依存します。

2 つの異なる物理的または化学的環境 (異なる物理的相または異なる化学的組み合わせ) にある特定の核異性体では、電子波動関数も異なります。したがって、2 つの核異性体状態の違いによる原子スペクトル線の異性体シフトに加えて、2 つの環境 (実験の配置のため、これらはソース (s) と吸収体 (a) と呼ばれます) 間のシフトが発生します。この複合シフトがメスバウアー異性体シフトであり、原子スペクトル線の核異性体シフトと同じ形式論で数学的に記述されます。ただし、ソース ψ _{sの 1 つの電子波動関数の代わりに、ソース ψ s}の電子波動関数と吸収体 ψ _aの電子波動関数の差を扱います。

${\displaystyle \Delta E_{\text{モスバウアー}}=\Delta E_{\text{s}}-\Delta E_{\text{a}}=-e\int \delta \phi {\big (}| \psi _{\text{s}}|^{2}-|\psi _{\text{a}}|^{2}{\big )}\,d\tau 。}$

ガンマ分光法におけるメスバウアー効果を利用した異性体シフトの最初の測定は、原子分光法での最初の実験的観測から2年後の1960年に報告されました^{[9] 。 [4]}このシフトを測定することで、電子波動関数で表される原子核異性体状態と原子の物理的、化学的、生物学的環境の両方に関する重要かつ極めて正確な情報が得られます。

メスバウアー変種による異性体シフトは、原子物理学、固体物理学、原子核物理学、化学、生物学、冶金学、鉱物学、地質学、月面研究など、さまざまな分野で重要な応用が見出されています。さらに詳しい文献については、こちらも参照してください。^[10]

核異性体シフトはミューオン原子でも観測されている^[11]。ミューオン原子とは、励起された核に捕獲されたミューオンが、励起された核異性体状態の寿命よりも短い時間で原子励起状態から原子基底状態に遷移する原子である。