Mössbauer Spectroscopy
Rudolf L. Mössbauer
1929 ‐ 2011
1958 
Recoilless Nuclear Resonance 
Absorption of Gamma‐Radiation
= the Mössbauer Effect (during PhD)
1961
Nobel Prize in Physics
The Mössbauer resonance line is
extremely narrow and allows
hyperfine interactions to be resolved
and evaluated, quadrupole splitting 
and an isomer shift 
1
The Mössbauer Effect
2
Recoilless Nuclear Resonance Absorption and 
Fluorescence of ‐Radiation
3
2
2
2mc
E
ER


ge EEE 0
REEE  0
m = nucleus mass
E  E0
Problem !!!
RECOIL
Conservation of 
momentun
Mössbauer Active Elements
4
Conditions for nuclides to be suitable for Mössbauer spectroscopy:
• Excited nuclear state lifetimes 106 ‐ 1011 s 
Longer (shorter) lifetimes = too narrow (broad) emission and absorption lines, no 
effective overlap
• Transition energies 5 ‐ 180 keV
Transition energies > 180 keV = too large recoil, < 5 keV = absorbed in the source and 
absorber material
The Mössbauer effect detected in 80 isotopes of 50 elements, 
only 20 elements studied in practice Fe, Sn, Sb, Te, I, Au, Ni, Ru, Ir, W, Kr, Xe, rare earth
elements, Np. More than 70 % of publications refer to 57Fe
Nuclear Parameters
for Selected Mössbauer Isotopes
5EC = electron capture, β–= beta-decay, IT = isomeric transition, α = alpha-decay
Nuclear spinLinewidth
Nuclear Parameters
for Selected Mössbauer Isotopes
6
0 = mean lifetime of exited state, a(%) = natural abundance, α = alpha-decay
Nuclear Decay Scheme 
for 57Fe Mössbauer Resonance
7
Mössbauer Emission
Radioactive 57Co (halflife 270 d) is
generated in a cyclotron and 
diffused into Rh
57Co serves as the gamma 
radiation source for 57Fe 
Mössbauer spectroscopy
57Fe  ‐ 2 at.% natural abundance10 ns, 122 keV15 %
Nuclear Resonance Absorption
8
Energy decay of the absorber nucleus to ground state
10 %
57Fe Mössbauer Source
Activity = 10 ‐ 270 mCi, lifetime 10 y
1 Ci = 37 GBq
Reference Absorbers
9
119mSn Mössbauer Source
119mSn source = CaSnO3 matrix with 119mSn 
Activity = 2 ‐ 40 mCi, lifetime 10 y
10
119Sn Mössbauer uses the 23.87 keV level 
which is populated by the decay of 245 day 
119mSn
Mean Lifetime  of Excited State
and Natural Line Width 
11
An excited state (nuclear or electronic) of mean lifetime  does not have a 
sharp energy value, but only a value within the energy range E 
The Heisenberg Uncertainty Principle: 
 E  t  ħ/2
Natural line width  = ħ / 
Transitions from an excited 
(e) to the ground state (g) 
involve all energies within 
the range of E
The transition probability or 
intensity as a function of E =
a spectral line centered 
around the most probable 
transition energy E0
Transition Probability
12
Lorentzian formula for spectral line shape
Resonance absorption is observable only if the emission and absorption lines overlap 
sufficiently
This is not the case when the lines are too narrow or too broad
Suitable for Mössbauer spectroscopy: lifetime = 106  1011 s
The width at half maximum of the
spectral line = natural line width 
determined by the mean lifetime 
57Fe (14.4 keV)
 =1.43 107 s = 143 ns
 = 4.6 109 eV
Long lifetime = sharp lines
Short lifetime = broad lines
Recoil Effect
13
57Fe (14.4 keV)
 = 4.6 109 eV
Recoil energy ER = 2  103 eV
Much larger (5‐6 orders of magnitude) than the natural line width
= no resonance possible between free atoms
The Mössbauer effect cannot be observed for freely moving
atoms or molecules, i.e. in gaseous or liquid state
2
2
2mc
E
ER


ERER
Recoilless Emission and Absorption
14
Solid state, crystalline or non‐crystalline = atoms tightly bound in the lattice
Unshifted transition lines overlap = nuclear resonance absorption observed
Large mass M of a solid particle as compared to an atom = the linear momentum
created by emission and absorption of a gamma quantum practically vanishes
The recoil energy is mostly transferred to the lattice vibrational system
The vibrational energy of the lattice can only change by discrete amounts 0, ħ, 
2ħ, …
The probability that no lattice excitation (zero‐phonon processes) takes place during γ‐
emission or absorption = f (Debye‐Waller or Lamb‐Mössbauer factor) 
f denotes the fraction of nuclear transitions which occur without recoil
Only for this fraction is the Mössbauer effect observable
2
2
2mc
E
ER


Debye‐Waller or Lamb‐Mössbauer Factor
15
Recoil‐less fraction f increases with:
• decreasing recoil energy ER
• decreasing temperature T
• increasing Debye temperature θD = hωD/2πkB
ωD = vibrational frequency of Debye oscillator, kB = Boltzmann factor
θD = a measure for the strength of the bonds between the Mössbauer atom and 
the lattice
Stronly bound atoms = larger θD = less recoil
Mössbauer Experiment
16
The resonance perturbed by electric and 
magnetic hyperfine interactions between
the nuclei and electric and magnetic fields
set up by electrons
Hyperfine interactions shift and split
degenerate nuclear levels resulting in 
several transition lines
The Mössbauer source emits a single transition line E (assume the absorber shows also
only one transition line A) 
E and A have slightly modified transition energies, perturbation energies 108 eV 
comparable to the natural linewidth, shifts the transition lines away from each other
such that the overlap decreases or disappears entirely
Overlap restored by the Doppler effect, i.e. by moving the absorber and the source 
relative to each other
Mössbauer Experiment
17
Source and absorber are moved relative to each other
Doppler velocity
57Fe :  Γ = 4.7 109 eV, Eγ = 14.41 keV, c = speed of light
v = 0.096 mm s1
A velocity of 10 mm s1 provides an energy shift
ΔE = 4.8 × 10−7 eV 
E
cv


E
c
v
E 
Mössbauer Experiment
18
The source is moved at Doppler velocity 
This shifts the center of the emission
spectrum (brown) from smaller to larger
energies, relative to the center of the
absorption spectrum (red ), whose center, the
quantized transition energy, is fixed
The level of the transmission spectrum (blue) 
at each value of velocity, v, is determined by 
how much the shifted emission spectrum
overlaps the absorption spectrum
A greater overlap results in reduced
transmission owing to resonant absorption
The evolution of the transmission spectrum
from large negative (source moving
away from absorber) to large positive values
of velocity is shown from the top to the 
bottom rows
Mössbauer Experiment
19
Non‐resonant
background 
radiation
rejected
4.2 K b.p. of liquid He
1.5 K by pumping on the 
liquid He vessel
Several hundred channels
synchronised with the
vibrator
Synchronises a triangular
voltage waveform yielding a 
linear Doppler velocity scale as 
the channel address advances
Controls the electro‐
mechanical vibrator
The difference between the
monitored signal and the reference 
signal drives the vibrator at the
same frequency (typically 50 Hz)
Transmission
intensity
Constant
acceleration
Constant
velocity
Correlation of Count Rate with Channel
Number and Relative Velocity
20
Mössbauer spectrum of metallic Fe
The count rate is plotted as function of the 
channel number
Doppler velocity as a function of the channel 
number
Hyperfine Interactions 
between Nuclei and Electrons 
21
Mössbauer Parameters = Chemical infomation from electrons
oxidation state, coordination, spin state HS/LS, magnetic ordering, ligands…
—Electric Monopole Interaction = Isomer Shift 
—Electric Quadrupole Interaction = Quadrupole Splitting EQ
—Magnetic Dipole Interaction =  Magnetic Splitting EM
Hyperfine Interactions
22
Electric monopole interaction (Coulombic) 
between protons of the nucleus and s‐electrons penetrating the nuclear field
Different shifts of nuclear levels E and A
Isomer shift values give information on the oxidation state, spin state, and bonding 
properties, such as covalency and electronegativity
Electric quadrupole interaction
between the nuclear quadrupole moment (eQ ≠ 0, I > ½) and an inhomogeneous electric 
field at the nucleus (EFG ≠ 0)
Nuclear states split into I + ½ substates
The quadrupole splitting gives the information on oxidation and spin state, site symmetry
Magnetic dipole interaction
between the nuclear magnetic dipole moment (μ ≠ 0, I > 0) and a magnetic field (H ≠ 0) 
at the nucleus
Nuclear states split into 2I + 1 substates with mI = +I, +I  1, .…, I
The magnetic splitting gives information on the magnetic properties of the material 
under study ‐ ferromagnetism, antiferromagnetism
Isomer Shift 
23
The nuclear radius in the excited state is different (in 57Fe smaller) than that in 
the ground state: Re ≠ Rg
The electronic densities of all s‐electrons (1s, 2s, 3s, etc.) are different at the 
nuclei of the source and the absorber: ρS ≠ ρA  = |(0)|2
The result is that the electric monopole interactions (Coulomb interactions) 
are different in the source and the absorber and therefore affect the nuclear 
ground and excited state levels to a different extent ‐ this leads to the 
measured isomer shift δ
Bare nucleus
Isomer Shift 
24
δ = EA – ES = C (ρA – ρS)(Re
2 – Rg
2)    
C = (2/3)πZe2
 = |(0)|2
The energy levels of the ground and 
excited states of a bare nucleus E0 are 
perturbed and shifted by electric 
monopole interactions ‐ Coulombic
interactions
The shifts in the ground and excited states 
differ = different nuclear radii and 
different electron densities in the source 
and absorber material
The individual energy differences ES and EA
cannot be measured 
A Mössbauer experiment measures only 
the difference of the transition energies 
δ = EA – ES, isomer shift
Isomer Shift 
25
The isomer shift depends directly on the s‐electron densities and is influenced 
indirectly via shielding  by p‐, d‐, and f‐electrons which are not capable of 
penetrating the nuclear field
Influence on the s‐electron densities at the nucleus |Ψ(0)|2 (r = 0)
Direct = change of electron population in s‐orbitals (mainly valence s‐orbitals) 
changes directly |Ψ(0)|2
Indirect = shielding by p‐, d‐, f‐electrons, increase of electron density in p‐, d‐, f‐
orbitals increases shielding effect for s‐electrons from the nuclear charge 
→ s‐electron cloud expands, |Ψ(0)|2 at nucleus decreases
C = (2/3)πZe2
Isomer Shift 
26
The more electronegative the ligands the lower the electron density of the 
nucleus under observation (A) and consequently the isomer shift changes
The direction of change depends on the quantity  (Re
2–Rg
2)
The difference of nuclear radii in the excited and ground state
The change in the mean‐square radius of the nucleus
(Re
2–Rg
2) < 0  the isomer shift increases with increasing ligand electronegativity
(Re
2–Rg
2) > 0  the isomer shift decreases with increasing ligand electronegativity
Isomer Shift in 119Sn Mössbauer Spectra
27
(Re
2 – Rg
2)  0
+3.3 103 fm2
Compound / mm s‐1 Compound / mm s‐1
SnF4 0.36 Sn (gray) 2.02
SnO2 0.0 Sn (white) 2.50
SnCl4 0.85 SnO 2.71
SnBr4 1.15 SnSO4 3.90
SnI4 1.55 SnF2 3.2
SnPh4 1.22 SnCl2 4.07
SnH4 1.27 SnBr2 3.93
Sn(IV)   2.00 mm s1 electron config. 5s0 5p0 – lower el. density at nucleus than
neutral Sn0 atom = negative shift
Sn(II)   2.50 mm s1 electron config. 5s2 5p0 – higher el. density at nucleus than
neutral Sn atom as no 5p shielding = positive shift
The nuclear radius in 
the excited state is 
larger than that in 
the ground state
Sn0
5s2 5p2
Isomer Shift in 119Sn Mössbauer Spectra
28
(Re
2 – Rg
2)  0
Sn (gray)
 =  2.02 mm s‐1
The isomer shift 
decreases with 
decreasing value of 
the valence electron
density at the 
nucleus v(0)
Sn(IV)
Sn(II)
SnO2
 =  0 mm s‐1
Sn (white)
 =  2.50 mm s‐1
Isomer Shift in 119Sn Mössbauer Spectra
29
(Re
2 – Rg
2)  0
Sn(IV)
Sn (gray)
 =  0 mm s‐1
The isomer shift 
decreases with 
increasing ligand
electronegativity
and increasing positive 
charge at the Sn nucleus
SnX4
SnX6
2
Isomer Shift in 119Sn Mössbauer Spectra
30
(Re
2 – Rg
2)  0
PcSnX2 complexes
Dihalophthalocyaninotin(IV)
X = F, OH, Cl, Br, I
The isomer shift decreases
with increasing ligand
electronegativity
PcSnX2
Sn (gray)
 =  0 mm s‐1
Isomer Shift in 119Sn Mössbauer Spectra
31
Sn (gray ‐ semi)
Sn (white ‐ metal)
2.50
2.02
white  gray
transition in Sn
Materials Chemistry and Physics 182 (2016) 10
A large difference 
between Moessbauer‐
Lamb factors at room 
temperature increases 
the sensitivity of gray‐
Sn (0.16) over white‐Sn
(0.04)
A large volume expansion 
(26.3%)
Coordination 6(4+2)  4
Reduced s‐electron 
densities at Sn ‐ the lower 
electron density 
corresponds to smaller 
value of isomer shift
Electron Densities at the 57Fe Nucleus
32
The partial electron densities refer to one electron each in 1s, 2s, 3s, 4s‐orbitals
The total s‐electron density at r = 0 is twice the sum of the partial one‐electron 
contributions (all s‐orbitals are doubly occupied)
s‐electron density increases
Isomer Shifts  of Fe Compounds
33
The most positive isomer shift occurs for Fe(I) 
with spin S = 3/2
The seven d‐electrons exert a very strong 
shielding of the s‐electrons, this reduces the s‐
electron density ρA giving a strongly negative 
quantity (ρA – ρS), as (Re
2 – Rg
2)  0  for 57Fe, the 
isomer shift becomes strongly positive
Fe(II) HS with S = 2 can be easily assigned
Fe(II), Fe(III), Fe(IV) ‐ overlapping δ values ‐
ambiguous assignment, need to consider the 
quadrupole splitting parameter
Strongly negative for Fe(VI) with spin S = 1
There are only two d‐electrons, the shielding 
effect for s‐electrons is very weak and the s‐
electron density ρA at the nucleus becomes high
‐Fe
Effect of Ligand Electronegativity
34
The electronegativity increases from I to F 
In the same ordering the s‐electron
density at the iron nucleus ρA decreases
Making (ρA – ρS) more negative
(Re
2 – Rg
2)  0  for 57Fe
The isomer shift increases from iodide to 
fluoride
Fe(II) HS,  CN = 6 
Second‐Order Doppler Shift 
35
The isomer shifts δ, i.e., the resonance peak shifts observed in Mössbauer
spectra, are composed of two terms:
δ = δC + δSOD(T) 
The first term is the chemical isomer shift δC which is temperature‐independent
The second term is the second‐order Doppler shift δSOD
Since δSOD is T‐dependent, the observed isomer shift δ is also T‐dependent 
The second‐order Doppler shift δSOD is related to the mean‐square velocity  v2
of lattice vibrations in the direction of the γ‐ray propagation, which increases 
with increasing T
Accordingly, the Mössbauer resonance moves to a more negative velocity with 
increasing T : 
c
v
SOD
2
2

Electric Quadrupole Interaction
Quadrupole Splitting EQ
36
57Fe
EFG
Quadrupole Splitting
Quadrupole
Moment eQ
Nuclear states with
I > 1/2
Nuclear states split into I + ½ substates
Electric Quadrupole Interaction
Electric quadrupole interaction occurs if at least one of the nuclear states 
involved possesses a quadrupole moment eQ (for I > 1/2) and if the electric field 
at the nucleus is inhomogeneous (electric field gradient EFG)
57Fe: the first excited state (14.4 keV) has a spin I = 3/2 and therefore also an 
electric quadrupole moment eQ
37
EFG is zero in cubic symmetry
EFG is non‐zero in:
• non‐cubic valence electron distribution
• non‐cubic lattice site symmetry 
The precession of the quadrupole moment 
vector about the field gradient axis 
Quadrupole Splitting EQ of the degenerate 
I = 3/2 level into 2 substates with magnetic 
spin quantum numbers mI = ±3/2 and ±1/2 
Selection rule: mI = 0, 1
The ground state I = ½ 
• no quadrupole moment 
• unsplit (I + ½ = 1)
• twofold degenerate
Electric Quadrupole Interaction
38
Quadrupole Splitting EQ
Selection rule: mI = 0, 1
57Fe  ‐ 2 transitions allowed
The energy difference between the two 
substates EQ is observed in the 
spectrum as the separation between 
the two resonance lines
η ‐ asymmetry parameterVzz component of EFG
Electric Quadrupole Interaction
Quadrupole Splitting EQ
39
Selection rule: mI = 0, 1
57Fe 129I 73Ge
Ig = 9/2  5 levels
Ie = 7/2   4 levels
Nuclear states split into I + ½ substates
? lines
Electric Field Gradient (EFG)
40
Vij = (∂2V/∂i∂j) (i, j, k = x, y, z) 
3 x 3 second rank EFG tensor
A point charge q at a distance r = (x2+ y2+ z2)½ from the nucleus causes a potential
V(r) = q/r at the nucleus 
The electric field E at the nucleus is the negative gradient of the potential, –V, 
and the electric field gradient EFG is given by:
Only five Vij components are independent, because:
• symmetric form of the tensor, i.e., Vij = Vji, 
• Laplace: traceless tensor 
Principal axes system:  |Vzz| ≥ |Vxx| ≥ |Vyy|
 Non‐axial symmetry – the asymmetry parameter η:  0 ≤ η ≤ 1 
 = (Vxx–Vyy)/Vzz
 Axial symmetry (tetragonal, trigonal) ‐ the EFG is given only by the
tensor component Vzz ,  Vxx = Vyy →  = 0
Electric Field Gradient (EFG)
41
Energy levels
Two parameters required to describe Quadrupole Interaction: Vzz + 
Two kinds of contributions to the EFG: (EFG)total = (EFG)val + (EFG)lat
or in the principal axes system and η = 0:  (Vzz)total = (Vzz)val + (Vzz)lat
 The lattice contribution (Vzz)lat = non‐cubic arrangement of the next 
nearest neighbors 
 The valence contribution (Vzz)val = anisotropic (noncubic) electron
population in the orbitals
Electric Field Gradient (EFG)
42
For 57Fe with Ie = 3/2, Ig = 1/2 
in axially symmetric systems, η = 0
Energy levels EQ(I, mI)
EQ (3/2, ±3/2) = eQVzz/4    for I = 3/2, mI = ±3/2
EQ (3/2, ±1/2) = eQVzz/4    for I = 3/2, mI = ±1/2
The quadrupole splitting energy ΔEQ 
ΔEQ = EQ(3/2, ±3/2)  EQ (3/2, ±1/2) =  eQVzz/2 
[Fe(H2O)6](ClO4)3
43
EFGlat = 0
EFGval= 0
[Fe(H2O)6]3+     Fe(III)‐HS, S = 5/2
z2
x2–y2
xz
yz
xy
d5
6A1
[ML6] (Oh)
57Fe Mössbauer Spectrum
Very small quadrupole splitting, below linewidth
Fe3+
Fe2+ imp.
FeSO4•7H2O
44
[Fe(H2O)6]2+  Fe(II)‐HS, S = 2
EFGlat = 0  0
EFGval  0  0
Jahn‐Teller‐Distortion
compressed elongated
d6
ΔEQ 
57Fe Mössbauer Spectrum
Quadrupole splitting
K4[Fe(CN)6]
45
Fe(II)‐LS, S = 0 cubic
EFGlat = 0
EFGval = 0
d6
57Fe Mössbauer Spectrum
No quadrupole splitting
[ML6] (Oh)
Na2[Fe(CN)5(NO)]
46
Nitroprusside
Fe(II)‐LS, S = 0  tetragonal
EFGlat  0
EFGval  0
d6
Unusually large ΔEQ and very negative 
for Fe(II) LS (0.165 mm/s) 
More like Fe(IV)
NO withdraws electron density from dxz
and dyz (‐bonding dp) to its
antibonding ‐orbitals
57Fe Mössbauer Spectrum
Fe(II) + NO+
or
Fe(III) + NO 
or
Fe(IV) + NO
diamagnetic
57Fe Mössbauer Spectra Interpretation
47
1.0 1.5
1
-0.5 0.5
Isomer shift (mm/s)
0
2
3
4
0.0
[6]
Fe(II)
[6]
Fe(III)
[6]
Fe3+
[4]
Fe3+
[6]
Fe2+
[4]
Fe2+
[sq]
Fe2+
[8]
Fe2+
[5]
Fe3+
[5]
Fe2+
Isomer Shifts and Quadrupole Splitting
Quadrupolesplitting(mm/s)
Isomer shift (mm/s)
Fe(II)‐LS the quadrupole splittings are rather small (0 to 0.8 mm/s)
Fe(III)‐LS quadrupole splittings are larger (0.7 to 1.7 mm/s)
Quadrupole Splitting EQ 
in 119Sn Mössbauer Spectra
48
Sn(IV) Halides
[ML6] (Oh)
Quadrupole Splitting EQ 
in 119Sn Mössbauer Spectra
49
EQ 
Magnetic Dipole Interaction
50
57Fe
s‐electron 
densities
EFG
Quadrupole
Magnetic field
Magnetic dipole
Hyperfine interactions
Magnetic Dipole Interaction
51
Magnetic Field Splitting EM
The requirements for magnetic dipole interaction
‐ the nuclear states involved possess a magnetic dipole moment  (I  ½)
‐ a magnetic field H is present at the nucleus (ferro‐, ferri‐, or antiferromagnetic)
Magnetic dipole interaction  = the precession of the magnetic dipole moment vector 
about the axis of the magnetic field
Nuclear Zeeman splitting of the states  I, mI into 2I + 1 substates (from −I to +I)
57Fe
Magnetic Dipole Interaction
52
The energies of the sublevels :
EM(mI) = – H mI / I = –gN N H mI
gN = the nuclear Landé factor, N = the nuclear Bohr magneton
The separation between the lines 2 and 4 (also between 3 and 5) refers to the 
magnetic dipole splitting of the ground state
The separation between lines 5 and 6 (also between 1 and 2, 2 and 3, 4 and 5) refers 
to the magnetic dipole splitting of the excited I = 3/2 state
Selection rules
ΔI = ±1, ΔmI = 0, ±1
57Fe
Internal Magnetic Field
53
A hyperfine magnetic field Hint (r = 0) at the nucleus can originate in various ways:
Hint = HLat + HFC + HDip + HOrb + HExt = total internal magnetic field
Lattice magnetization HLat
the magnetic field from the lattice magnetization (3d electrons), M, HLat = 4πM/3 
Fermi Contact Interaction HFC
the interaction of a nucleus and an unpaired electron density
Electron spin S of valence 3d‐shell (e.g., S = 5/2 of Fe3+) polarizes the 1s and 2s‐
electron density at the nucleus: core polarisation
s‐electron spin density |Ψ(0)↓|2 > |Ψ(0)↑|2 magnetic field HFC ≠ 0
Spin dipolar interaction HDip
The magnetic moment of the electron spin at neighbouring atoms gives rise to dipolar 
interaction with the nucleus and causes a field at r = 0
Vanishes in cubic symmetry
Internal Magnetic Field
54
Orbital dipolar interaction HL
Electrons with orbital moment L ≠ 0 give rise to an orbital magnetic moment 
accompanied by a magnetic field HL = 2 μB <r3> <L>
<L>: expectation value of orbital angular momentum
Externally applied field Hext
By applying an external magnetic field of known magnitude and 
direction one can determine the size and the direction of the intrinsic 
magnetic field of the material under investigation
Combined Magnetic Dipole and Electric
Quadrupole Interactions
55
57Fe
Combined Magnetic Dipole and Electric
Quadrupole Interactions
56
Magnetic dipole interaction and electric quadrupole interaction may be present 
in a material simultaneously (together with the electric monopole interaction 
which is always present) 
Relatively weak quadrupole interaction 
The nuclear sublevels I,mI arising from magnetic dipole splitting are additionally 
shifted by the quadrupole interaction energies EQ(I,mI)
The sublevels of the excited I = 3/2 state are no longer  equally spaced, the shifts 
by EQ are upwards or downwards depending on the direction of the EFG 
This enables one to determine the sign of the quadrupole splitting parameter ΔEQ
The quadrupole shift parameter  depends on the canting angle  of the spins
with respect to the electric field gradient (EQ) axis [111]  
 = EQ(3 cos2  ‐ 1)/2 and thus yields values with opposite sign for AF ( = 0°) 
and WF ( = 90°) states
57Fe Mössbauer Spectra
57
57Fe
Fe3(CO)12
58
[Fe3(3-O)(OAc)6(H2O)3]
59
Variable‐temperature 57Fe Mössbauer spectra
[Fe3(3-O)(OAc)6(3-Et-py)3]S
60
Variable‐temperature 57Fe Mössbauer spectra
S = CH3CCl3
CH3CCl3 ‐ valence‐trapped at low
temperature, the ratio of the
area fractions of Fe(III) to Fe(II) is
close to 2 at low temperatures
Increasing temperature leads to 
valence detrapping near room
temperature
[Fe3(3-O)(OAc)6(3-Et-py)3]S
61
Variable‐temperature 57Fe Mössbauer spectra
S = C6H6
CH3CN ‐ increasing temperature leads
to valence detrapping near room
temperature
The lattice packing controls valence 
de/trapping
C6H6  ‐ a stack type structure with
strong intermolecular interactions
due to overlapping py ligands, CH3CN 
and CH3CCl3 are layered
CH3CN
C6H6 ‐ valence‐
trapped from 120 
to 298 K on the
Mössbauer time
scale (given by the
lifetime of the
nuclear excited
state)
γ‐Radiolysis of
FeSO4∙ 7H2O (300 K)
62
57Fe Mössbauer spectra
Fe Corrosion Products
63
Corrosion of α‐Iron
in H2O/SO2 atmosphere at 300 K
Corrosion product is β‐FeOOH
57Fe Mössbauer spectra
Iron(III) Oxides
64
57Fe Mössbauer spectral parameters
Hematite
Maghemite
Iron(III) Oxides
65
‐Fe2O3 measured at 260 K near 
Morin transition temperature
Hematite
‐Fe2O3
(corundum)
At T < 260 K ‐ antiferromagnetic (AF) with the spins 
oriented along the electric field gradient axis
At Morin temperature (TM), around 260 K, a 
reorientation of spins by about 90°, the spins
become slightly canted to each other (by 5°), 
causing the destabilization of their perfect 
antiparallel arrangement = weak (parasitic) 
ferromagnetism (WF) between Morin and Neel 
temperature (TN)
Above the Neel temperature of 950 K, hematite 
loses its magnetic ordering and is paramagnetic
57Fe Mössbauer spectra
Iron(III) Oxides
66
Maghemite ‐Fe2O3
(spinel)
ferrimagnetic
Mössbauer spectrum of a well‐
crystallized ‐Fe2O3 at 4 K in an 
external field of 6 T
Cation‐deficient 
inverse spinel structure
Iron in French Red Wine
67
Dictionary of Used Terms
68
Recoil – zpětný ráz
Halflife – poločas rozpadu
Orbital angular momentum – orbitální moment hybnosti