Гамма излучение ((излучение) - испускание кванта электромагнитного излучения при спонтанном переходе ядра с более высокого энергетического уровня на какой-либо нижележащий без изменения А и Z. По своей физической природе (-квант - это квант электро-магнитного поля с энергией E( = , ничем, кроме величины этой энергии, не отличающийся от рентгеновских квантов или квантов в видимой области спектра (последние часто называют фотонами, причем это название сохраняется и для обозначения любых квантов электромагнитного излучения). Радиационный переход может быть однократным (переход γ20 на рис. 3.6.1), когда ядро сразу переходит в основное энергетическое состояние, или каскадным, когда происходит испускание нескольких (-квантов в результате ряда последовательных радиационных переходов (переходы γ21 и γ10 на рис. 3.6.1). (-Кванты с энергией Еγ ≤ 1 МэВ, вызванные радиационными переходами между дискретными уровнями энергии ядра дискретный спектр. Причем энергетическая ширина Г уровня (3.6.12) в этой области энергий обычно много меньше расстояния между уровнями. Энергия (-кванта определяется разностью энергий уровней, между которыми происходит переход: (3.6.1) В соответствии с законами сохранения энергии и импульса: (3.6.2) где Тяд и ряд – кинетическая энергия и импульс ядра отдачи соответственно. Отсюда (3.6.3) Таким образом, Тяд = (10-6 ÷ 10-5)Е, т.е. γквант уносит подавляющую часть энергии возбуждения ядра. Из проведенного рассуждения очевидно также, что энергетический спектр γквантов дискретен. Возбужденные ядра могут возникать в результате предшествующего радиоактивного распада (α или β), или же в результате ядерных реакций. (-Квант - это не только частица, но и волна. Приведенная длина волны ( = λ/2π) (-кванта связана с его энергией соотношением или (3.6.4) то есть при E( = 1 МэВ, ( 10-10 см. Поэтому волновые свойства такого (-излучения при взаимодействии с атомами, а тем более с макроскопическими телами, проявляются слабо. На первый план выдвигаются корпускулярные свойства. Однако при взаимодействии с ядрами, наоборот, проявляется в основном волновая природа излучения. Собственный механический момент (-кванта (спин) равен единице. Это обусловлено тем, что электромагнитные колебания происходят в плоскости, перпендикулярной вектору перемещения волны (поперечные колебания) и поэтому не может быть сферической симметрии, которая в квантовой механике характеризуется нулевым спином (см. формулу 1.6.9 в §1.6 п.4). Поэтому (-кванты, испускаемые ядрами, должны уносить из ядра момент импульса не меньше единицы. Для фотона, имеющего нулевую массу покоя, в отличие от других микрочастиц, не существует понятия орбитального момента, и у фотона нет s-, p-, d- и других состояний с определенными значениями орбитального момента l. Фотон может обладать только полным моментом L = 1, 2, 3…Состояние свободно распространяющегося электромагнитного поля с определенным полным моментом и четностью называется мультиполем. Излучение, уносящее момент L = 1, называется дипольным, L = 2 – квадрупольным L = 3 - октупольным и т.д. Радиационные переходы, вызванные перераспределением электрических зарядов в ядре, называют электрическими и обозначают буквой E (дипольные E1, квадрупольные Е2 и т.д.), вызванные перераспределением магнитных моментов нуклонов называют магнитными переходами (дипольные M1, квадрупольные М2 и т.д.). (Излучение обусловлено взаимодействием отдельных нуклонов с электромагнитным полем, создаваемым движением всех нуклонов ядра. Свободный нуклон испустить или поглотить (квант не может из-за совместного действия законов сохранения энергии и импульса. В то же время связанный нуклон может испустить (квант, передав при этом часть импульса другим нуклонам ядра. В соответствии с законом сохранения спина (механического момента) ядра (см. §4.4) существует следующие соотношение между спином Iн начального и спиномIк конечного ядра и моментом L, уносимым (квантом: (3.6.5) Это соотношение называется правилом отбора по спину. Согласно этому соотношению дипольные γкванты (L = 1) могут быть испущены при переходах между состояниями с ΔI = 0, ±1, кроме (0-0)-переходов; квадрупольные γкванты (L = 2) – при переходах с ΔI = 0, ±1, ±2, кроме (0-0)-, (0-1)- и(1-0)-переходов; октупольные γкванты (L = 2) – при переходах с ΔI = 0, ±1, ±2, кроме (0-0)-, (0-2)- и(2-0)- и т.д. Еще одно правило отбора по четности связано с выполнением закона сохранения четности (см. §4.4). Разрешенное изменение четности Р ядра, испускающего электрический γквант, описывается формулой Рн/Рк = (-1)L, (3.6.6) а для ядра, испускающего магнитный γквант, - формулой Рн/Рк = (-1)L+1, (3.6.7) где Рн и Рк –четности начального и конечного состояний ядра. Совокупность соотношений (3.6.5) - (3.6.7) обычно называют правилами отбора. Теория электромагнитного излучения дает следующие зависимости вероятности λ (постоянная распада) испускания (-кванта в единицу времени от мультипольности L перехода и длины волны (а, следовательно, и энергии (-кванта; см. (3.6.4)): для электрических EL переходов (3.6.8) а для магнитных HL переходов (3.6.9) где R – радиус ядра. Так как обычно то из (3.6.8) и (3.6.9) следует, что зависимость вероятности излучения от энергии тем резче, чем выше мультипольность, а переходы высокой мультипольности маловероятны (сильно запрещены). Кроме того, при одинаковых мультипольностях вероятность магнитного излучения меньше в раз. В порядке уменьшения вероятности излучения переходы располагаются следующим образом: Е1, Е2 и М1, Е3 и М2 и т.д. Время жизни (-активных ядер составляет 10-11 ÷ 10-7 с. В редких случаях сочетания низкой энергии с высокой степенью запрета перехода могут наблюдаться (-активные ядра с временами жизни макроскопического порядка – до нескольких часов и иногда лет. Такие состояния называют метастабильньми, а соответствующие ядра - изомерными. Как правило, изомерное состояние относится к первому возбужденному уровню ядра. Обычно изомерные ядра – ядра с почти магическими числами нуклонов 50, 82, 126 (только для нейтронов) со стороны меньших Z и N. В этих областях оболочечные уровни, близкие друг к другу по энергии, сильно различаются значениями спинов. Например, ядро у которого не хватает одного протона до Z = 50 (- замыкания соответствующей оболочки – см. §2.3), имеет в основном состоянии характеристику 9/2+, а первый возбужденный уровень имеет энергию 336 кэВ с характеристикой . Переход между этими уровнями может происходить, согласно правилам отбора по спину и четности, лишь при испускании (-кванта М4 и запрещен настолько, что среднее время жизни возбужденного уровня оказывается равным 14,4 часа. Кроме радиационных переходов, то есть испускания (-квантов, существует еще один процесс потери ядром энергии возбуждения – испускание электронов внутренней конверсии. В этом процессе, который конкурирует с (-излучением, ядро передает энергию возбуждения посредством виртуального (см. §1.9 п.8 и формулу 1.9.4), а не реального (-кванта одному из электронов оболочки атома. Испускаемые электроны имеют дискретный энергетический спектр: Те = Е – Ii, (3.6.10) где Ii – энергия связи электрона на i-оболочке. Дискретный спектр электронов внутренней конверсии позволяет отличить их от электронов непрерывного спектра βраспада, который является причиной рождения ядер в возбужденном состоянии. С наибольшей вероятностью процесс внутренней конверсии идет на К-электронах. Но если энергия перехода меньше энергии связи К-электрона, то процесс наблюдается на L-электронах и т.д. После вылета электрона атом возбужден и образовавшаяся энергетическая вакансия заполняется одним из электронов с внешних оболочек атома. Возможно также непосредственная передача энергии возбуждения атома одному из внешних электронов атома и испускание т.н. электронов 0же. Интенсивность процесса внутренней конверсии характеризуется коэффициентом внутренней конверсии αк, равного отношению вероятности we испускания конверсионного электрона к вероятности wγ испускания γкванта: αк = we/ wγ. (3.6.11) Коэффициент внутренней конверсии уменьшается с ростом энергии перехода, растет с увеличением атомного номера Z и мультипольности (-излучения. В случае (0-0)-переходов, как отмечалось выше, радиационный переход не имеет места, и процесс внутренней конверсии является единственным процессом снятия возбуждения ядра. Излучение (квантов больших энергий, чем возникающих при (-переходах в ядре, можно получить при торможении разогнанных в ускорителях заряженных частиц (эффективнее всего - электронов как наиболее легких) в веществах с большими Z. Возникающие при торможении зарядов кванты тормозного рентгеновского излучения имеет сплошной энергетический спектр с. энергией от нуля и до кинетической энергии заряженных частиц. Рассмотрим основные черты еще одного явления, связанного с ядерным (-излучением – эффекта Мессбауэра (Мессбауэр, 1958 г.). Эффектом Мессбауэра называется резонансное поглощение (-квантов без отдачи. Этот эффект является ядерным аналогом резонансной флуоресценции в атомной физике. Для выяснения смысла этого эффекта напомним, что ширина уровня возбужденного ядра Г определяется средним временем ( жизни ядра в этом состоянии (3.6.12) Эта величина называется естественной шириной линии. Резонанс в поглощении может наблюдаться только в том случае, когда энергии испущенного и поглощенного ядром (-кванта совпадают в пределах естественной ширины линии. Но, поскольку энергия (-кванта Еγ достаточно велика, то и импульс его рγ = Еγ/с также вполне заметен. Поэтому при испускании ядром (-квант уносит не всю энергию возбуждения Е, так как часть этой энергии Тяд (см. формулу (3.6.3)) идет на отдачу испускающего ядра: (3.6.13) Для возбуждения ядра до энергии Е нужно поглотить (-квант с энергией (3.6.14) В результате энергии испущенного и поглощенного (-квантов не совпадают на величину 2Тяд. Таким образом, условие резонансного поглощения может быть записано следующим образом: Г > 2Тяд. (3.6.15) Рассмотрим в качестве примера ядро 129Ir, находящегося в возбужденном состоянии с энергией перехода 129 кэВ и средним временем жизни τ ≈ 10-10 с. Расчет по формуле (3.6.12) дает (3.6.16) Энергия отдачи ядра определим по формуле(3.6.3): (3.6.17) Таким образом, энергия отдачи ядра существенно превышает естественную ширину линии излучения и неравенство (3.6.15) нарушено очень сильно. Отметим, что для оптической флуоресценции условие (3.6.15) выполняется с большим запасом, так как энергия отдачи (3.6.3) квадратично зависит от энергии перехода. Если бы удалось устранить это несовпадение, то измерение энергии (-квантов можно было бы проводить с относительной точностью Г/Е ~ 10-12 ( 10-16. Оказалось, что это возможно, если создать условия, при которых энергия (-кванта передается не одному ядру, а большому (~ 108 – I09) числу ядер , связанных друг с другом в кристаллической решетке. В этом случае энергия отдачи ядра становится пренебрежительно малой (знаменатель в (3.6.3) возрастает в ~ 108 – I09 раз), то есть происходит испускание ипоглощение (-квантов без отдачи и возможна реализация указанной исключительно высокой точности измерения энергии (-квантов. Постановка опыта в принципе проста. Источник (-излучения и поглотитель содержат ядра одинаковых нуклидов и располагаются так образом, чтобы с помощью детектора можно было регистрировать поглощаемое (-излучение. При этом для обнаружения эффекта изменения поглощения достаточно двигать их относительно друг друга со скоростями ~ 1 см/с (а иногда и медленнее). Вначале считали, что эффект Мессбауэра можно наблюдать только при очень низкой (криогенной) температуре, но в настоящее время обнаружены нуклиды (57Fe, 119Sn и др.), у которых этот эффект наблюдается и при комнатной температуре. Высокая точность измерения энергии (-квантов позволяет использовать эффект Мессбауэра для очень точных физических измерений, таких как сверхтонкое расщепление (структура) ядерных уровней, измерение красного смещения линий под действием гравитации в лабораторных условиях (ранее это было возможно только в астрофизических измерениях), сдвига ядерных уровней под действием поля электронной оболочки атома и т.д.
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Гамма – излучение» з дисципліни «Основи ядерної фізики»
