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  

Знаете ли Вы, как разрешается парадокс Ольберса?
(Фотометрический парадокс, парадокс Ольберса - это один из парадоксов космологии, заключающийся в том, что во Вселенной, равномерно заполненной звёздами, яркость неба (в том числе ночного) должна быть примерно равна яркости солнечного диска. Это должно иметь место потому, что по любому направлению неба луч зрения рано или поздно упрется в поверхность звезды.
Иными словами парадос Ольберса заключается в том, что если Вселенная бесконечна, то черного неба мы не увидим, так как излучение дальних звезд будет суммироваться с излучением ближних, и небо должно иметь среднюю температуру фотосфер звезд. При поглощении света межзвездным веществом, оно будет разогреваться до температуры звездных фотосфер и излучать также ярко, как звезды. Однако в дело вступает явление "усталости света", открытое Эдвином Хабблом, который показал, что чем дальше от нас расположена галактика, тем больше становится красным свет ее излучения, то есть фотоны как бы "устают", отдают свою энергию межзвездной среде. На очень больших расстояниях галактики видны только в радиодиапазоне, так как их свет вовсе потерял энергию идя через бескрайние просторы Вселенной. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

Bourabai Research Institution home page

Боровское исследовательское учреждение - Bourabai Research Bourabai Research Institution