402
Ш
п
408
Первоначально термином «Г,-и,» обозначалась та компонента излучения радиоакт. ядер, к-рая не отклонялась при прохождении черен маги, ноле, в от-лично от а- т* р-излучеиий. После установления эл.-ыапь природы Г.-и. этот термин стал употребляться вообще для обозначения ж╦сткого эл.-магн. излучении с энергией квантов Uw^lO кэВ, возникающего в ра,чл. процессах, напр, при аннигиляции частицы и античастицы, в ядерных реакциях, при торможении быстрых зарлж, частиц и среде, при распадах ьнкюнов, в кос-мич. излучении и др. Однако существует тенденция к использованию спец. терминов, фиксирующих именно характер источника Г.-и.: аннигиляциолиое излучение, мсзорептгвповс-коо, тормозное излучение t космпч. Г.-и. (см, Космические лучи, Гамма-астрономия,}) сипхротронное излучение и т. п. Ниже рассматривается Г.-и, возбужд╦нных атомных; ядер.
Спектр Г.-и. Возникает Г.-и. в результате спонтанного радиан,, перехода ядра из нач. состояния с энергией 8Г1 в конечное состояние с анергией £г (£ └>£,). Т.к. ядро обладает дискретным набором ипергетич. состояний, то спектр Г.-п. линейчатый, В отлично от оптнч. диапазона, ого представляют в ∙у-кваптов по энергиям.
13 действительности эпсргстич, на дискретную к непрерывную дискретного спектра расстояния между уровнями ядра существенно больше экоргетич. ширины Г уровня,
определяемой временем жизни ядра т в атом состоянии: Г ≈ И /т; т фиксирует скорость 7"РаспаДа возбужд╦нного ядра: N (*) = Л'0ехрх 2,341 МэБ х (≈*/т). Эта область у-переходов простирается от 1,932 МэБ осп. уровня до анергии возбуждения, при к-рой становится энергетически иозможпым испускание яд-1,183 МэВ ром нуклонов или а-частицы (либо др. ядерный процесс распада, например деление ядер). Выше этого порога 0,528 МэВ
виде распределения
спектр ядра области. В
делится области
штш.
/=∙54
Рис. 1. Схема рлспада 1;'°J≈v ∙≈t- laDXe; наклонные- стрелки ≈ р-шфеходы, прямые* ≈ v 11<:реходы; слеиа ≈ спин и ч╦ткость уровней (i ),
начинается ооластъ непрерывного опергетпч. спектра ядерных состоянии. Величина порога варьируется от ядра к ядру (например, энергия отрьгна нейтрона
она
для «∙Вед 1,ПН5 МэВ, для 1аСв 18,721 МэВ)т но <20 МэВ даже в случае л╦гких ядер (рис. 1).
В результате конкуренции ядерных процеесо» распада, пнпр. испускания нуклоном, га-частлн., спектр Г.-и, ядер ограничен областью Ato^2i) МэБ. Т. о., реализуется ситуация^ ко!'да радиус ядра Л(10~1Э ≈ 10~JS см) не превосходит длину волны X>l()~ja см испускаемого ядром 7~кванта: /?Д^1 (условие длин-новолновости Г.-и.). В атом случае вероятность у-пере.хода и характеристики Г.-и. существенно зависят от квантовых характеристик начального и конечною ядериых состояние! ≈ энергии, сшша ядра / и пространственной четности я его волновых ф-дпн. В случае ядер с ч╦тным числом А нуклонов спин /≈О, 1, 2, 3, . . .; для ядер с нечетным А спин /≈ 1/2; */2; 6/2 (спин нуклона 1/2Ь
Законы сохранения при Г.-и. ядер. В силу закона сохранения энергии Аш ≈ 8п ≈ £/ с точностью до аффекта отдачи, к-рую испытывает ядро при испускании кванта импульсом Tiff. Уч╦т эффекта отдачи необходим в случае процессов рслонапспого рассеяния или по-
глощения у-кнантов ядрами (см. М╦ссбауэра эффект),,
адссь отдачей пренебрегаем.
Для изолированной системы момент кол-ва движения
(угл. момент) ≈ сохраняющаяся величина (интеграл
движения). При переходе ядра на состояния &п со
излучаемый //-), равный
спином I tl в состояние £* квант уносит угл. момент
со спилом / (в единицах
векторной раничена
разности неравенствами
≈-1 ≈ I. Абс. величина L ог-
f.
(«правило треугольника»):
(1)
Согласно правилам квантования, L может принимать допустимые этими неравенствами значения, отличающиеся друг от друга па 1. Для фотона L ≈ целое число, прич╦м значение L≈() строго запрещено (следствие по не речи ости эл.-магн. воли). При фиксированном Л волновая ф-ция фотона может иметь равную ч╦тность я-у . Если я? ≈ (≈ 1)^, то говорят об излучении влектрич, типа (/?£); если же щ ≈ ( ≈ l)i + 1, то излучения пал. магнитным (ML). Число 2L паз. муль-типолыюетыо Г.-и. Нашшзгпие мультиполи имеют собств, наименования: El, Mi ≈ электрич. и магн. диполи; Е2, ЛГ2 ≈ электрич. и магн. квадруполи; i'3, М'6 -- электрпч, и магн, октуполп (см. Мультиполъ-нпе излучение; рис. 1). Ч╦тность ядерной волновой ф-ции при ал.-магн. переходе с испусканием ∙у-кпанта меняется и соответстшиг с равенством, выражающим ^акон сохранения четностп:
nf = nnjty, {2)
где л.; ≈ ч╦тность началЕ>ного состояния, л/ ≈ конечною, Состояние ядра принято обозначать символом /л .
Вероятность Г.-и. W зависит от начального и конечного ядерных состояний ≈ - от разности энергии и мультиполыюетн -уперехида. В
большинстве
случаев
Г. -п. ядер имеет малые L (£1, Afl, E2). Оно проис-
от л-и.
ходит за время ≈10~8 -10~15 С В общем случае при /?/?,<!:
W
в наоисимости
Я)2'-^1 (3)
и, как правило, сравнимы вероятности EL-\\-\\. и ML. Правила отбора по у гл. моменту и пространственной ч╦тности допускают Г.-и. смешанной мультппольно-
i≈ 1
возможна суперпо-
стп. Напр., при /≈ 2 +
зиция (ДМ+£2+Л13).
Вероятность З^-ыолыюго перехода в единицу времени можно написать ы виде
и
О)
21
(4)
Г4десь Л указывает тип излучения (Л≈Я, Л/), для влектрпч. переходов пропори,, /?-L, для магнитных ≈ Л21 (r/c)z, где г; ≈ ср. скорость нуклонов в ядре. При этом, однако, /i может существенно различаться для переходов одной и той же мультиполыюсти вследствие структурных особенностей начальных п конечных состоянии ядра. Чтоб].! выявить структурной подавление или усиленно вероятности у-перехода, удобно вместо В (AL) рассматривать отношение F(A.L)=^ ≈В (ЛЛ}//?0 (АЛ), где #,j ≈ масштабный фактор, определяемый выражен нем
1 для EL\\
Ю -≈ для ML, \ тек / п
(5) Здесь rtt ≈ масса нуклона; радиус ядра R обычно
принимается равным 1,2-10~13 А (Л см, а Л^>1 (рис. 2). Если /∙'>!, то говорят об усилении (ускорении) перехода, если /'<! ≈ о подавлении (замедлении, торможении) перехода. Усиление или подавление1 Y-переходов может быть большим (напр., усиление
")
}
