к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике

А   Б   В   Г   Д   Е   Ж   З   И   К   Л   М   Н   О   П   Р   С   Т   У   Ф   Х   Ц   Ч   Ш   Э   Ю   Я  

Гамма-излучение

Гамма-излучение - коротковолновое эл--магн. излучение (длина волны 1119921-239.jpg2*10-10 м). При столь коротких волнах волновые свойства гамма-излучения проявляются слабо. На первый план выступают корпускулярные свойства. Гамма-излучение представляет собой поток гамма-квантов, к-рые характеризуются, как и др. фотоны, энергией 1119921-240.jpg , импульсом 1119921-241.jpg и спином I (в единицах 1119921-242.jpg).

Первоначально термином "гамма-излучение" обозначалась та компонента излучения радиоакт. ядер, к-рая не отклонялась при прохождении через магн. поле, в отличие от 1119921-243.jpg и 1119921-244.jpg-излучений. После установления эл--магн. природы гамма-излучения этот термин стал употребляться вообще для обозначения жёсткого эл--магн. излучения с энергией квантов 1119921-245.jpg 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 гамма-излучения: аннигиляционное излучение, мезорентгеновское, тормозное излучение ,космич. гамма-излучение. (см. Космические лучи, Гамма-астрономия), синхротронное излучение и т. п. Ниже рассматривается гамма-излучение возбуждённых атомных ядер.

Спектр гамма-излучения

Возникает гамма-излучение в результате спонтанного радиац. перехода ядра из нач. состояния с энергией 1119921-246.jpg в конечное состояние с энергией 1119921-247.jpg . T. к. ядро обладает дискретным набором энергетич. состояний, то спектр гамма-излучения линейчатый. В отличие от оптич. диапазона, его представляют в виде распределения 1119921-248.jpg -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: 1119921-249.jpg ; 1119921-250.jpg фиксирует скорость 1119921-251.jpg-распада возбуждённого ядра: 1119921-252.jpg1119921-253.jpg. Эта область1119921-254.jpg-переходов простирается от осн. уровня до энергии возбуждения, при к-рой становится энергетически возможным испускание ядром нуклонов или1119921-255.jpg-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).

1119921-256.jpg

Рис. 1. Схема распада 130J1119921-257.jpg130Xe, наклонные стрелки -1119921-258.jpg-переходы, прямые-1119921-259.jpg-переходы; слева - спин и чётность уровней1119921-260.jpg.

В результате конкуренции ядерных процессов распада, напр. испускания нуклонов, 1119921-261.jpg-частиц, спектр Г--и. ядер ограничен областью 1119921-262.jpg20 МэВ. T. о., реализуется ситуация, когда радиус ядра R(10-13- 10-12 см) не превосходит длину волны 1119921-263.jpg>10-12 см испускаемого ядром 1119921-264.jpg-кванта: 1119921-265.jpg1 (условие длинноволновости Г--и.). В этом случае вероятность1119921-266.jpg перехода и характеристики гамма-излучения существенно зависят от квантовых характеристик начального и конечного ядерных состояний - энергии, спина ядра I и пространственной четности 1119921-267.jpgего волновых функций. 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 гамма-излучении ядер. В силу закона сохранения энергии 1119921-268.jpg с точностью до эффекта отдачи, к-рую испытывает ядро при испускании кванта импульсом 1119921-269.jpg. Учёт эффекта отдачи необходим в случае процессов резонансного рассеяния или поглощения 1119921-270.jpg-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 1119921-271.jpg со спином In в состояние 1119921-272.jpg со спином 1119921-273.jpg излучаемый квант уносит угл. момент (в единицах 1119921-274.jpg), равный векторной разности 1119921-275.jpg. Абс. величина L ограничена неравенствами ("правило треугольника"):

1119921-276.jpg

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 функция фотона может иметь разную чётность pg . Если 1119921-277.jpg , то говорят об излучении электрич. типа (EL); если же 1119921-278.jpg, то излучения наз. магнитным (ML). Число 2L 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 функции при эл--магн. переходе с испусканием 1119921-279.jpg-кванта меняется в соответствии с равенством, выражающим закон сохранения чётности:

1119921-280.jpg

где 1119921-281.jpg - чётность начального состояния, 1119921-282.jpg - конечного. Состояние ядра принято обозначать символом1119921-283.jpg

Вероятность гамма-излучения

Вероятность гамма-излучения W зависит от начального и конечного ядерных состояний - от разности энергии и мультипольности 1119921-284.jpg-перехода. В большинстве случаев гамма-излучения ядер имеет малые L (E1, M1, E2). Оно происходит за время ~10-8-10-15 с в зависимости от 1119921-285.jpg В общем случае при 1119921-286.jpg :

1119921-287.jpg

и, как правило, сравнимы вероятности EL+1 и ML. Правила отбора по угл. моменту и пространственной чётности допускают Г--и. смешанной мультипольности. Напр., при 1119921-288.jpg возможна суперпозиция (М1+Е2+МЗ).

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

1119921-289.jpg

Здесь 1119921-290.jpg указывает тип излучения (1119921-291.jpg=Е, M), B(L)для электрич. переходов пропорц. R2L, для магнитных - 1119921-292.jpg , где 1119921-293.jpg- 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 1119921-294.jpg-перехода, удобно вместо В (1119921-295.jpgL)рассматривать отношение 1119921-296.jpg1119921-297.jpg, где B0 - масштабный фактор, определяемый выражением

1119921-298.jpg

Здесь m - масса нуклона: радиус ядра R обычно принимается равным 1,2*10-13 А1/3 см, а А1119921-299.jpg1 (рис. 2). Если F>1, то говорят об усилении (ускорении) перехода, если F<1 - о подавлении (замедлении, торможении) перехода. Усиление или подавление 1119921-300.jpg -переходов может быть большим (напр., усиление ~10-103 переходов Е2 для ядер с 150<А<190 и А1119921-301.jpg220). Иногда это обусловлено несферичной формой ядер (см. Деформированные ядра)и коллективным характером уровней (см. Коллективные возбуждения ядер).

Сильная зависимость вероятности 1119921-302.jpg-перехода ядра от 1119921-303.jpg и L обусловливает явление изомерии, состоящее в том, что возбуждённое атомное ядро может иметь сравнительно большое время жизни 1119921-307.jpg~10-9 с (см. Изомерия ядерная ).Явление изомерии ядер, как правило, возникает, когда L1119921-308.jpg3, а энергия перехода мала (1119921-309.jpg1 МэВ).

1119921-304.jpg

Рис. 2. Зависимость вероятности W гамма-излучения от энергии 1119921-305.jpg и мультипольности L перехода.

1119921-306.jpg

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 1119921-310.jpg-кванта) может быть 1119921-311.jpg1.

Г--и. ориентированных ядер. Измерение угл. распределения 1119921-312.jpg-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 1119921-313.jpg=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 aM(I) в случае осевой симметрии можно характеризовать т. н. ориентац. параметрами fQ(I):

1119921-314.jpg

и т. д., где Q1119921-315.jpg21. 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:

1119921-316.jpg

Здесь 1119921-317.jpg - угол относительно оси oz, 1119921-318.jpg - полином лежандра ранга Q, величины bQ зависят от спинов начального (In) и конечного (If)состояний и мультипольности перехода L. Циркулярно поляризов. Г--и. возникает, если в исходном ядерном состоянии отличен от О, по крайней мере, один из параметров fQ 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 fQ. Напр., если только f11119921-319.jpg0, то 1119921-320.jpg . Этот факт используется при исследовании эффектов несохранения чётности в ядерных силах (примеси слабых взаимодействий).

Прохождение Г--и. через вещество. Наблюдение 1119921-321.jpg -квантов происходит в волновой зоне, т. е. на расстояниях r от излучающего ядра, существенно превышающих длину волны 1119921-322.jpg: 1119921-323.jpg , поэтому проходящее в малый телесный угол Г--и. можно рассматривать как плоскую волну с частотой 1119921-324.jpg, волновым вектором k и интенсивностью I или как параллельный пучок квантов с энергией 1119921-325.jpg, импульсом 1119921-326.jpg, интенсивностью I, задающей число квантов, пересекающих в единицу времени единичную площадку, перпендикулярную к импульсу кванта 1119921-327.jpg.

1119921-333.jpg

Рис. 4. Сечение фотоионизации заполненной К-оболочки атомов (учтён вклад двух электронов) в зависимости от энергии 1119921-334.jpg -кванта; пунктир - сечение, полученное в борновском приближении: 1119921-335.jpg

1119921-336.jpg

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:

1119921-328.jpg

Здесь I0 - интенсивность падающего на вещество потока фотонов, 1119921-329.jpg - коэф. поглощения Г--и. В формировании 1119921-330.jpg 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 1119921-331.jpg , mе- масса электрона). Если N - число атомов в 1 см3 среды, 1119921-332.jpg- сечения перечисленных процессов, отнесённые на 1 атом среды, то:

1119921-337.jpg

В случае фотоэффекта 1119921-338.jpg-квант поглощается, а его энергия 1119921-339.jpg передаётся электрону, к-рый покидает атом с кинетич. энергией 1119921-340.jpg (1119921-341.jpg-энергия связи электрона в атоме). Вблизи порога фотоионизации 1119921-342.jpg с ростом 1119921-343.jpg сечение фотоэффекта убывает как 1119921-346.jpg . При энергиях 1119921-347.jpg-квантов, превышающих 1119921-348.jpg 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 1119921-349.jpg на K-оболочке атома для разных 1119921-350.jpg приведено на рис. 4 в виде зависимости 1119921-351.jpg от 1119921-352.jpg, где1119921-353.jpg1119921-354.jpg

1119921-344.jpg

Рис. 6. Полное сечение рождения позитрон-электронной пары в зависимости от энергии1119921-345.jpg-кванта.

1119921-368.jpg

Рис. 7. Коэффициент поглощения гамма-излучения 1119921-369.jpg в зависимости от энергии кванта 1119921-370.jpg. Для Pb приведено также поведение составляющих, обусловленных фотоэффектом, комптоновским рассеянием и эффектом рождения пары.


В отличие от фотоэффекта, в комптоновском рассеянии 1119921-355.jpg-кванта на слабосвязанных (квазисвободных) электронах происходит преобразование падающего пучка 1119921-356.jpg-квантов с исходной энергией 1119921-357.jpgв рассеянный поток 1119921-358.jpg-квантов с энергией 1119921-359.jpg, зависящей от угла рассеяния 1119921-360.jpg относительно направления пер-вонач. кванта k:

1119921-361.jpg

T. о., энергия рассеянного 1119921-362.jpg-кванта изменяется от hwпри1119921-363.jpg1119921-364.jpg при 1119921-365.jpg Зависимость сечения комптоновского рассеяния квантов на свободном покоящемся электроне от энергии кванта приведена на рис. 5. При энергии 1119921-366.jpg, 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, 1119921-367.jpg-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:

1119921-371.jpg

Зависимость полного сечения рождения пары от энергии 1119921-372.jpg-кванта дана на рис. 6 для воздуха (ZЭФ=7,2)и Pb (Z=82).

Относит. роль 3 осн. процессов поглощения 1119921-373.jpg-кванта в формировании коэф. 1119921-374.jpg зависит от Z и энергии 1119921-375.jpg -кванта 1119921-376.jpg (рис. 7). Наряду с осн. процессами, имеется ряд механизмов выбывания 1119921-377.jpg-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 1119921-378.jpg , 1119921-379.jpg . Последние наиб. существенны, особенно в области дипольного гигантского резонанса (1119921-380.jpg~10-20 МэВ). Для 1119921-381.jpg-квантов, энергии к-рых лежат в области этого резонанса, фотоядерный процесс может дать вклад порядка неск. %(10-5%) в 1119921-382.jpg (см. Фотоядерные реакции).

Литература по гамма-излучению

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

Д. П. Гречухин.

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

(время поиска примерно 20 секунд)

Знаете ли Вы, что, как и всякая идолопоклонническая религия, релятивизм представляет собой инструмент идеологического подчинения одних людей другим с помощью абсолютно бессовестной манипуляции их психикой для достижения интересов определенных групп людей, стоящих у руля этой воровской машины? Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМАФорум Рыцари теории эфира
Рыцари теории эфира
 13.06.2019 - 05:11: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> ПРОБЛЕМА ГЛОБАЛЬНОЙ ГИБЕЛИ ПЧЁЛ И ДРУГИХ ОПЫЛИТЕЛЕЙ РАСТЕНИЙ - Карим_Хайдаров.
12.06.2019 - 09:05: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> Проблема государственного терроризма - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 18:05: ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ФИЗИКА - Experimental Physics -> Эксперименты Сёрла и его последователей с магнитами - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 18:03: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Андрея Маклакова - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 13:23: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вячеслава Осиевского - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 13:18: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Светланы Вислобоковой - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 06:28: АСТРОФИЗИКА - Astrophysics -> К 110 летию Тунгуской катастрофы - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 21:23: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Владимира Васильевича Квачкова - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 19:27: СОВЕСТЬ - Conscience -> Высший разум - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 19:24: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> ЗА НАМИ БЛЮДЯТ - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 19:14: СОВЕСТЬ - Conscience -> РУССКИЙ МИР - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 08:40: ЭКОНОМИКА И ФИНАНСЫ - Economy and Finances -> КОЛЛАПС МИРОВОЙ ФИНАНСОВОЙ СИСТЕМЫ - Карим_Хайдаров.
Bourabai Research Institution home page

Боровское исследовательское учреждение - Bourabai Research Bourabai Research Institution