Гамма – излучение ядер

Гамма излучение (g‑излучение) - испускание кванта электромагнитного излучения при спонтанном переходе ядра с более высокого

энергетического уровня на любой нижележащий. Очевидно, что в этом случае А и Z ядра не изменяются. В отличие от рентгеновских и квантов видимого света, испускаемых при переходах атомных электронов, фотоны, испускаемые ядрами, называются g -квантами, хотя для обозначения квантов любого происхождения сохраняется обобщающее название фотон. Излучение g-кванта является основным процессом освобождения ядра от избыточной энергии, при условии, что эта энергия не превосходит энергию связи нуклона в ядре. Таким образом, по своей физической природе g-квант - это порция энергии E _g = электромагнитного поля. Переходы, при которых испускаются g-кванты, называются радиационными. 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 g-квантов в результате ряда последовательных радиационных переходов (переходы γ₂₁ и γ₁₀ на рис. 3.6.1). Энергияg - кванта определяется разностью энергий уровней, между которыми происходит переход:

(3.6.1)

В соответствии с законами сохранения энергии и импульса:

(3.6.2)

где Т _яд и Р _яд – кинетическая энергия и импульс ядра отдачи соответственно, Р _γ – импульс γ-кванта. Из уравнений (3.6.2) получаем

(3.6.3)

Таким образом, Т _яд = (10^-6 ÷ 10^-5) Е, т.е. γ-квант уносит подавляющую часть энергии возбуждения ядра. Из проведенного рассуждения очевидно также, что энергетический спектр γ-квантов дискретен, так как энергетическая ширина Г уровня (1.7.1) обычно много меньше расстояния между уровнями.

g-Квант - этоне только частица, но и волна. Приведенная длина волны (= λ/2π ) g-кванта связана с его энергией соотношением

или

(3.6.4)

то есть при E _g = 1 МэВ, » 10^-10 см. Поэтому волновые свойства такого g-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.

Образование γ-квантов происходит под действием электромагнитных сил и обусловлено взаимодействием отдельных нуклонов ядра с электромагнитным полем, создаваемым движением всех нуклонов ядра. Поэтому γ-излучение, в отличие от β-распада, явление внутриядерное, а не внутринуклонное. Испускание или поглощение g-квантов свободным нуклоном запрещено совместным действием законов сохранения энергии и импульса.

Собственный механический момент g - кванта 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 механическим моментом (см. формулу 1.6.9 в §1.6 п.4). В этой связи g-кванты, испускаемые ядрами, должны уносить из ядра момент импульса не меньше единицы. Для фотона вообще, 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. Для обозначения радиационных переходов определенной мультипольности используются следующие обозначения. Радиационные переходы, вызванные перераспределением электрических зарядов в ядре, называют электрическими и обозначают буквой E (E1 - дипольные (L = 1), Е2 - квадрупольные (L = 1), и т.д.), переходы, вызванные перераспределением магнитных моментов нуклонов называют магнитными переходами (дипольные - M1, квадрупольные - М2 и т.д.).

В соответствии с законом сохранения спина (см. §4.4) существует следующие соотношение между спином I _н начального и спином I _к конечного ядра и моментом L, уносимым g‑квантом:

(3.6.5)

Это соотношение называется правилом отбора по спину. Согласно этому соотношению дипольные γ‑кванты (L = 1) могут быть испущены при переходах между состояниями с Δ I = 0, ±1, кроме (0-0)-переходов; квадрупольные γ‑кванты (L = 2) – при переходах с Δ I = 0, ±1, ±2, кроме (0-0)-, (0-1)- и(1-0)-переходов; октупольные γ‑кванты (L = 2) – при переходах с Δ I = 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 γ-квант, описывается формулой

Р н/ Р к = (-1) ^L,

(3.6.6)

а для ядра, испускающего магнитный γ-квант, - формулой

Р н/ Р к = (-1) ^L^+ ^1,

(3.6.7)

где Р _н и Р _к –четности начального и конечного состояний ядра. Совокупность соотношений (3.6.5) - (3.6.7) обычно называют правилами отбора для γ-излучения.

Теория электромагнитного излучения дает следующие зависимости вероятности λ (постоянная распада) испускания g-кванта в единицу времени от мультипольности L перехода и длины волны (а, следовательно, и энергии g-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 падение 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 ядер в возбужденных состояниях колеблется в пределах 10^‑14 ÷ 10^-7 с. В редких случаях сочетания низкой энергии с высокой степенью запрета перехода могут наблюдаться возбужденные состояния с временами жизни макроскопического порядка, измеряемые секундами, часами, а иногда и годами. Такие состояния называют метастабильньми, а соответствующие уровни энергии – изомерными уровнями. Ядро нуклида в метастабильном состоянии и это же ядро в основном энергетическом состоянии образуют изомерную пару, ядра которой называются изомерами. Часто изомером называют возбужденное метастабильное ядро из изомерной пары. Ядерные изомеры наблюдаются как среди стабильных, так и преимущественно среди β-активных нуклидов. У стабильного нуклида один из изомеров стабилен, а второй распадается с испусканием γ-кванта. Но у β- активного нуклида изомерный уровень не обязательно обращается в основное состояние с испусканием γ-кванта, а может претерпевать β-распад со своим типом и периодом полураспада, отличными от характеристик распада основного состояния. Различие во временах жизни ядер изомерной пары может изменяться в широких пределах от долей секунды до многих лет.

На рис. 5.6.1 показан смешанный распад метастабильного уровня ядра ⁸⁵Kr. Из-за большой разности спинов изомеров только в 19 % происходит γ-переход и образование изомера с низшей энергией, а в

81 % β^--распад с образованием ядра ⁸⁵Kr в возбужденном состоянии. Обращает внимание большое различие в периодах полураспада из основного и возбужденного состояний.

Как правило, изомерное состояние относится к первому возбужденному уровню ядра. Обычно изомерные ядра – ядра с числами нуклонов от 30 до 49, от 69 до 81 и от 111до 125 (только для нейтронов), т.е. при числах протонов и нейтронов, предшествующих магическим числам 50, 82, 126. Такое распределение изомеров находится в хорошем согласии с моделью оболочек (§2.3). В этих областях значений N или Z оболочечные уровни, близкие друг к другу по энергии, сильно различаются значениями спинов, так как принадлежат состояниям с разными значениями главных квантовых чисел. (см. рис. 2.3.2). Например, ядро у которого не хватает одного протона до Z = 50 (т.е. для 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 g-кванта М4 и запрещен настолько, что среднее время жизни возбужденного уровня оказывается равным 14,4 часа.

Кроме радиационных переходов, то есть испускания g-квантов, существует еще один процесс потери ядром энергии возбуждения – испускание электронов внутренней конверсии. В этом процессе, который конкурирует с g-излучением, ядро передает энергию возбуждения посредством виртуального (см. §1.9 п.8 и формулу 1.9.4), а не реального g-кванта одному из электронов оболочки атома. Испускаемые электроны имеют дискретный энергетический спектр:

Т е = Е – Ii,

(3.6.10)

где I_i – энергия связи электрона на i -оболочке. Дискретный спектр электронов внутренней конверсии позволяет отличить их от электронов непрерывного спектра β‑распада, 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 с испусканием кванта характеристического рентгеновского излучения. 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 α_к, равного отношению вероятности w _e испускания конверсионного электрона к вероятности w _γ испускания γ‑кванта:

αк = w e/ w γ.

(3.6.11)

Коэффициент внутренней конверсии уменьшается с ростом энергии перехода, растет с увеличением атомного номера Z и мультипольности g-излучения. В случае (0-0)-переходов, как отмечалось выше, радиационный переход запрещен абсолютно и не имеет места, а процесс внутренней конверсии является единственным процессом снятия возбуждения ядра.

С g-излучением ядер связано интересное явление, носящее название эффекта Мессбауэра (Мессбауэр, 1958 г.). Эффектом Мессбауэра называется резонансное поглощение g-квантов без отдачи. Этот эффект является ядерным аналогом резонансной флуоресценции в атомной физике.

При испускании ядром g - квант уносит не всю энергию возбуждения Е, так как часть этой энергии Т _яд (см. формулу (3.6.3)) идет на отдачу испускающего ядра:

(3.6.12)

Для возбуждения ядра до энергии Е нужно поглотить g - квант с энергией

,

(3.6.13)

так как согласно закону сохранения импульса часть энергия g - кванта превращается в кинетическую энергию движения ядра. В результате энергии испущенного и поглощенного g - квантов не совпадают на величину 2 Т _яд.

Условие резонансного поглощения может быть записано следующим образом:

Г > 2 Т яд,

(3.6.14)

где

Г = ћ / τ

(3.6.15)

– т.н. естественная ширина линии, определяемая из соотношения неопределнностей (1.7.1). Чем меньше среднее время τ жизни ядра в данном возбужденном состоянии, тем больше неопределенность в значении энергии возбужденного состояния, тем более вероятно выполнение условия (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 (3.6.15) 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 (3.6.14) нарушено очень сильно. Иными словами, испущенный ядром γ-квант не может поглотиться ядром того же типа, что исключает возможность ядерной резонансной флуоресценции для свободных атомов. Отметим, что энергия оптических переходов более чем в 10⁴ раз меньше, чем ядерных, и условие (3.6.15) для оптической флуоресценции выполняется с большим запасом, так как энергия отдачи (3.6.3) квадратично зависит от энергии перехода. Если бы удалось уменьшить энергию отдачи до величины естественной ширины линии, то измерение энергии g-квантов можно было бы проводить с относительной точностью

~ 10^-12 ¸ 10^-14.

(3.6.18)

В твердых телах, имеющих кристаллическую структуру, передача энергии одному из связанных атомов вызывает, в конечном итоге, хаотические колебания большого числа окружающих атомов, т.е. увеличивает внутреннюю энергию кристалла. Представляется маловероятным возникновение упорядоченных колебаний большого коллектива атомов в кристалле от одного ядра, которое испытало испускание или поглощение γ-кванта. Однако при понижении температуры возможности колебаний отдельных атомов экспоненциально снижаются, а когда возможная кинетическая энергия колебаний отдельного атома в кристалле становится меньше энергии отдачи (3.6.17), большое количество атомов (~ 10⁸ ÷ I0⁹) имеют теперь возможность совершать согласованные колебания как единое целое. Кинетическая энергия, которую теперь приобретает кристалл, воспринимая импульс отдачи, пренебрежимо мала из-за громадной массы кристалла, по сравнению с массой отдельного атома. Охлаждая источник и поглотитель до температуры жидкого азота, Мессбауэр впервые наблюдал испускание и поглощение g - квантов без отдачи и доказал возможность указанной выше исключительно высокой точности измерения энергии g - квантов. Позже было обнаружено, что для γ-переходов с очень низкой энергией (Е _γ = 14,4 кэВ, τ = 1,4·10^-7 с для ⁵⁷Fe и E_γ = 23,9 кэВ, τ = 2,8·10^-8 с для ¹¹⁹Sn) эффект Мессбауэра можно наблюдать при комнатных температурах (до 1000 К). Эти нуклиды в настоящее время чаще всего используются в задачах ядерной физики и физике твердого тела.

Схема опыта по обнаружению резонансного поглощения γ-квантов следующая. Источник g - излучения, поглотитель (содержит те же ядра, что и источник) и детектор γ-излучения располагаются на одной линии. Для обнаружения эффекта изменения поглощения оказывается достаточным перемещение источника и поглотителя относительно друг друга со скоростью в несколько мм/с.

Высокая точность измерения энергии g-квантов, присущая эффекту Мессбауэра, обеспечивает высокое разрешение спектральных исследований g-излучения.

Например, в 1959 г. Паунд и Ребка измерили смещение мессбауэровской линии в гравитационном поле Земли, используя в качестве измерительной базы башню высотой всего 22,6 м. Тем самым было экспериментально доказано в земных условиях действие гравитации (т.н. красное смещение) на фотоны, имеющие массу покоя равной нулю, предсказываемое общей теорией относительности. Прежде для этой цели использовались астрофизические измерения отклонения световых лучей далеких звезд во время солнечных затмений.

Эффект Мессбауэра позволяет наблюдать сверхтонкое расщепление ядерных уровней, вызванное взаимодействием магнитных моментов ядер с магнитным полем электронной оболочки атома, относительная величина которого составляет 10^-12 ÷ 10^-10, что примерно в 10^-5 раз меньше соответствующей величины расщепления атомных уровней (см. §1.6 п.2), вызванных этим же эффектом.

Не представляет труда наблюдать эффекты, вызванные действием поля электронной оболочки на ядро, такие как деформация (наклеп) материала поглотителя и его химический состав, и многое другое. Эффект Мессбауэра находит применение в биологии для установления электронной структуры гемоглобина и проведения соответствующих анализов.

ГЛАВА 4. ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ

Дата добавления: 2014-01-04