гамма-излучение

ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ -коротковолновое эл--магн. излучение (длина волны 2*10^-10 м). При столь коротких волнах волновые свойства Г--и. проявляются слабо. На первый план выступают корпускулярные свойства. Г--и. представляет собой поток гамма-квантов, к-рые характеризуются, как и др. фотоны, энергией , импульсом и спином I (в единицах ).

Первоначально термином "Г--и." обозначалась та компонента излучения радиоакт. ядер, к-рая не отклонялась при прохождении через магн. поле, в отличие от и -излучений. После установления эл--магн. природы Г--и. этот термин стал употребляться вообще для обозначения жёсткого эл--магн. излучения с энергией квантов 10 кэВ, возникающего в разл. процессах, напр. при аннигиляции частицы и античастицы, в ядерных реакциях, при торможении быстрых заряж. частиц в среде, при распадах мезонов, в космич. излучении и др. Однако существует тенденция к использованию спец. терминов, фиксирующих именно характер источника Г--и.: аннигиляционное излучение, мезорентгеновское, тормозное излучение ,космич. Г--и. (см. Космические лучи, Гамма-астрономия), синхротронное излучение и т. п. Ниже рассматривается Г--и. возбуждённых атомных ядер.

Спектр Г--и. Возникает Г--и. в результате спонтанного радиац. перехода ядра из нач. состояния с энергией в конечное состояние с энергией . T. к. ядро обладает дискретным набором энергетич. состояний, то спектр Г--и. линейчатый. В отличие от оптич. диапазона, его представляют в виде распределения -квантов по энергиям.

В действительности энергетич. спектр ядра делится на дискретную и непрерывную области. В области дискретного спектра расстояния между уровнями ядра существенно больше энергетич. ширины Г уровня, определяемой временем жизни ядра t в этом состоянии: ; фиксирует скорость -распада возбуждённого ядра: . Эта область-переходов простирается от осн. уровня до энергии возбуждения, при к-рой становится энергетически возможным испускание ядром нуклонов или-частицы (либо др. ядерный процесс распада, например деление ядер ).Выше этого порога начинается область непрерывного энергетич. спектра ядерных состояний. Величина порога варьируется от ядра к ядру (например, энергия отрыва нейтрона для ⁸Be₄ 1,665 МэВ, для ¹²C₆ 18,721 МэВ), но она <20 МэВ даже в случае лёгких ядер (рис. 1).

Рве. 1. Схема распада ¹³⁰J¹³⁰Xe, наклонные стрелки --переходы, прямые--переходы; слева - спин и чётность уровней.

В результате конкуренции ядерных процессов распада, напр. испускания нуклонов, -частиц, спектр Г--и. ядер ограничен областью 20 МэВ. T. о., реализуется ситуация, когда радиус ядра R(10^-13- 10^-12 см) не превосходит длину волны >10^-12 см испускаемого ядром -кванта: 1 (условие длинноволновости Г--и.). В этом случае вероятность перехода и характеристики Г--и. существенно зависят от квантовых характеристик начального и конечного ядерных состояний - энергии, спина ядра I и пространственной четности его волновых ф-ций. В случае ядер с чётным числом А нуклонов спин I=0, 1, 2, 3, . . .; для ядер с нечётным Л спин I=¹/₂; ³/₂ ; ⁵/₂ (спин нуклона ¹/₂).

Законы сохранения при Г--и. ядер. В силу закона сохранения энергии с точностью до эффекта отдачи, к-рую испытывает ядро при испускании кванта импульсом . Учёт эффекта отдачи необходим в случае процессов резонансного рассеяния или поглощения -квантов ядрами (см. Мессбауэра эффект), здесь отдачей пренебрегаем.

Для изолированной системы момент кол-ва движения (угл. момент) - сохраняющаяся величина (интеграл движения). При переходе ядра из состояния со спином I_n в состояние со спином излучаемый квант уносит угл. момент (в единицах ), равный векторной разности . Абс. величина L ограничена неравенствами ("правило треугольника"):

Согласно правилам квантования, L может принимать допустимые этими неравенствами значения, отличающиеся друг от друга на 1. Для фотона L - целое число, причём значение L=0 строго запрещено (следствие поперечности эл--магн. волн). При фиксированном L волновая ф-ция фотона может иметь разную чётность p_g . Если , то говорят об излучении электрич. типа (EL); если же , то излучения наз. магнитным (ML). Число 2^L наз. мультипольностью Г--и. Наинизшие мультиполи имеют собств. наименования: E1, M1 - электрич. и магн. диполи; Е2, М2 - электрич. и магн. квадруполи; ЕЗ, M3 - электрич. и магн. октуполи (см. Мультипольное излучение; рис. 1). Чётность ядерной волновой ф-ции при эл--магн. переходе с испусканием -кванта меняется в соответствии с равенством, выражающим закон сохранения чётности:

где - чётность начального состояния, - конечного. Состояние ядра принято обозначать символом

Вероятность Г--и. W зависит от начального и конечного ядерных состояний - от разности энергии и мультипольности -перехода. В большинстве случаев Г--и. ядер имеет малые L (E1, M1, E2). Оно происходит за время ~10^-8-10^-15 с в зависимости от В общем случае при :

и, как правило, сравнимы вероятности EL+1 и ML. Правила отбора по угл. моменту и пространственной чётности допускают Г--и. смешанной мультипольности. Напр., при возможна суперпозиция (М1+Е2+МЗ).

Вероятность 2^L-польного перехода в единицу времени можно записать в виде

Здесь указывает тип излучения (=Е, M), B(L)для электрич. переходов пропорц. R^2L, для магнитных - , где - ср. скорость нуклонов в ядре. При этом, однако, В может существенно различаться для переходов одной и той же мультипольности вследствие структурных особенностей начальных и конечных состояний ядра. Чтобы выявить структурное подавление или усиление вероятности -перехода, удобно вместо В (L)рассматривать отношение , где B₀ - масштабный фактор, определяемый выражением

Здесь m - масса нуклона: радиус ядра R обычно принимается равным 1,2*10^-13 А^1/3 см, а А1 (рис. 2). Если F>1, то говорят об усилении (ускорении) перехода, если F<1 - о подавлении (замедлении, торможении) перехода. Усиление или подавление -переходов может быть большим (напр., усиление ~10-10³ переходов Е2 для ядер с 150<А<190 и А220). Иногда это обусловлено несферичной формой ядер (см. Деформированные ядра)и коллективным характером уровней (см. Коллективные возбуждения ядер).

Сильная зависимость вероятности -перехода ядра от и L обусловливает явление изомерии, состоящее в том, что возбуждённое атомное ядро может иметь сравнительно большое время жизни ~10^-9 с (см. Изомерия ядерная ).Явление изомерии ядер, как правило, возникает, когда L3, а энергия перехода мала (1 МэВ).

Рис. 2. Зависимость вероятности W гамма-излучения от энергии и мультипольности L перехода.

Рис. 3. Схема квантования вектора углового момента ядра на выделенную в пространстве ось ог, в направлении к-рой ориентируется или поляризуется спин ядра I.

В случае низкоэнергетич. переходов высокой мультипольности возрастает вероятность передачи энергии возбуждения ядра электрону (см. Конверсия внутренняя). Для таких переходов коэф. внутр. конверсии (отношение вероятностей внутр. конверсии и испускания -кванта) может быть 1.

Г--и. ориентированных ядер. Измерение угл. распределения -квантов, испускаемых поляризованными и выстроенными ядрами, позволяет получить данные о мультипольности переходов, а также о спинах и чётностях ядерных состояний. В силу квантования углового момента проекция M спина ядра I на выделенную в пространстве ось квантования oz пробегает значения от M=-1 до М=+1 с шагом =1 (рис. 3). Если спины ядер ориентированы хаотично, то M распределены равномерно. Воздействуя на возбуждённое ядро внеш. магн. или электрич. полями (к-рые фиксируют ось oz), можно создать неравномерное распределение ядер по проекциям M спинов (см. Ориентированные ядра ).Это распределение a_M(I) в случае осевой симметрии можно характеризовать т. н. ориентац. параметрами f_Q(I):

и т. д., где Q21. Нечётные Q (1, 3, 5, . . .) характеризуют поляризацию ядер, чётные (2, 4, 6, . . .) определяют степень выстроенности спинов ядра. Если начальное и конечное состояния системы имеют одинаковые чётности (т. е, если чётность в ядерных взаимодействиях сохраняется), то излучаемые ориентированными ядрами относительно оси oz g-кванты имеют угл. распределение, в к-рое входят только четные Q:

Здесь - угол относительно оси oz, - полином лежандра ранга Q, величины b_Q зависят от спинов начального (I_n) и конечного (I_f)состояний и мультипольности перехода L. Циркулярно поляризов. Г--и. возникает, если в исходном ядерном состоянии отличен от О, по крайней мере, один из параметров f_Q с нечётным Q (f₁, f₃, . . .), т. е. если есть поляризация.

Эффект несохранения пространственной чётности в ядерных взаимодействиях вносит поправку в эту картину: даже в случае неполяризов. ядер (все нечетные параметры f₁, f₃, ... равны 0) Г--и. оказывается циркулярно поляризованным. В угловое же распределение входят также нечётные f_Q. Напр., если только f₁0, то . Этот факт используется при исследовании эффектов несохранения чётности в ядерных силах (примеси слабых взаимодействий).

Прохождение Г--и. через вещество. Наблюдение -квантов происходит в волновой зоне, т. е. на расстояниях r от излучающего ядра, существенно превышающих длину волны : , поэтому проходящее в малый телесный угол Г--и. можно рассматривать как плоскую волну с частотой , волновым вектором k и интенсивностью I или как параллельный пучок квантов с энергией , импульсом , интенсивностью I, задающей число квантов, пересекающих в единицу времени единичную площадку, перпендикулярную к импульсу кванта .

Рис. 4. Сечение фотоионизации заполненной К-оболочки атомов (учтён вклад двух электронов) в зависимости от энергии -кванта; пунктир - сечение, полученное в борновском приближении:

Рис. 5. Полное сечение комптоновского рассеяния кванта на свободном электроне s/j ₀ как функция энергии g-кванта.

При прохождении Г--и. через вещество происходит выбывание квантов из потока в результате взаимодействия с электронами и ядрами. Интенсивность пучка I уменьшается с увеличением толщины х по закону:

Здесь I₀ - интенсивность падающего на вещество потока фотонов, - коэф. поглощения Г--и. В формировании определяющую роль играют 3 процесса: фотоэффект на электронной оболочке атома; комптоновское рассеяние квантов "свободными" электронами; рождение электрон-позитронной пары в электростатич. поле атомного ядра (при , m_е- масса электрона). Если N - число атомов в 1 см³ среды, - сечения перечисленных процессов, отнесённые на 1 атом среды, то:

В случае фотоэффекта -квант поглощается, а его энергия передаётся электрону, к-рый покидает атом с кинетич. энергией (-энергия связи электрона в атоме). Вблизи порога фотоионизации с ростом сечение фотоэффекта убывает как . При энергиях -квантов, превышающих К-электронов, осн. вклад (~ 80%) в полное сечение фотоэффекта вносит К-оболочка, тогда как на долю заполненной L-оболочки приходится ~16%, а вклад М-оболочки ~4%. Сечение фотоионизации на K-оболочке атома для разных приведено на рис. 4 в виде зависимости от , где

Рис. 6. Полное сечение рождения позитрон-электронной пары в зависимости от энергии-кванта.

Рис. 7. Коэффициент поглощения гамма-излучения в зависимости от энергии кванта . Для Pb приведено также поведение составляющих, обусловленных фотоэффектом, комптоновским рассеянием и эффектом рождения пары.

В отличие от фотоэффекта, в комптоновском рассеянии -кванта на слабосвязанных (квазисвободных) электронах происходит преобразование падающего пучка -квантов с исходной энергией в рассеянный поток -квантов с энергией , зависящей от угла рассеяния относительно направления пер-вонач. кванта k:

T. о., энергия рассеянного -кванта изменяется от hwпри при Зависимость сечения комптоновского рассеяния квантов на свободном покоящемся электроне от энергии кванта приведена на рис. 5. При энергии , существенно превышающей энергию связи К-электрона, полное сечение комптоновского рассеяния на атоме можно считать пропорц. числу электронов, т. е. заряду Z ядра для нейтральных атомов (см. Комптона эффект ).В процессе образования электрон-позитронной пары (e^-e⁺) в кулоновском поле ядра, как и в случае фотоэффекта, -квант поглощается и его энергия распределяется гл. обр. между позитроном и электроном; часть импульса передаётся ядру. Поэтому сечение рождения пары в поле атомного ядра пропорц. Z²:

Зависимость полного сечения рождения пары от энергии -кванта дана на рис. 6 для воздуха (Z_ЭФ=7,2)и Pb (Z=82).

Относит. роль 3 осн. процессов поглощения -кванта в формировании коэф. зависит от Z и энергии -кванта (рис. 7). Наряду с осн. процессами, имеется ряд механизмов выбывания -квантов из потока: томсоновское упругое рассеяние на бесструктурном ядре, дельбрюковское упругое рассеяние на кулоновом поле ядра, комптоновское рассеяние на нуклонах ядра и поглощение в ядерных реакциях типа , . Последние наиб. существенны, особенно в области дипольного гигантского резонанса (~10-20 МэВ). Для -квантов, энергии к-рых лежат в области этого резонанса, фотоядерный процесс может дать вклад порядка неск. %(10-5%) в (см. Фотоядерные реакции).

Лит.: Бета и гамма-спектроскопия, пер. с англ., M., 1959; Де Бенедетти С., Ядерные взаимодействия, пер. с англ., M., 1968; Абрамов А. И., Казанский Ю. А., Матусевич Е. С., Основы экспериментальных методов ядерной физики, M., 1970; Горбачев В. M., Замятнин Ю. С., Лбов А. А., Взаимодействие излучений с ядрами тяжелых элементов и деление ядер. Справочник, M., 1976; Гусев H. Г., Дмитриев П. П., Квантовое излучение радиоактивных нуклидов. Справочник, M., 1977; их же, Радиоактивные цепочки. Справочник, M., 1978; Атлас спектров гамма-излучения от неупругого рассеяния быстрых нейтронов реактора, M., 1978. Д. П. Гречухин.

   <<      Предметный указатель      >>