1tom - 0344.htm
о:
U О
и <
у-лучей (см. Конверсия внутренняя, Бета-спектрометр) и др. экспериментах. Лучшие приборы этого типа имеют разрешающую способность 0,03% при светосиле 0,05% [1].
К р и с т а л л-д и ф р а к ц. Г. - с. применяются в осн. при низких энергиях у-квантов, *^Т|1 приборы отличаются особенно высокой точностью измерения энергии и по принципу действия аналогичны рентг. спектрометрам (см. Спектральная аппаратура рентгеновская). С целью повышения светосилы в нек-рых из них применяют изогнутые кристаллы, позволяющие дифрагировавшим у-лучам собираться в фокусе спектрометра, куда помещается детектор. На рис. 3 показана схема спектрометра с изогнутым кристаллом. Аппаратурные ширины линий у подобного рода Г.-с.
Рис. 3. Схема дифракционного гамма-спектрометра с изогнутым кристаллом: 1 ≈ источник у-квантов; 2, 4 ≈ щелевые коллиматоры; з ≈ упругоизогнутый кристалл Kiiajjua; 5 ≈ детектор.
414
составляют примерно 20 эВ при энергиях у-кватиов в неск. сотой кэВ. Абс. же значения энергии в максимуме определяются с очень малой относит, погрешностью порядка 10~7 ≈ 10~ti [2J. Получить такую высокую точность оказалось возможным благодаря тщательному предварительному измерению межплоскостного расстояния для монокристалла. Недостатком кристалл-дифракц. спектрометров является их малая светосила (<10, 1 % для спектрометров с изогнутым кристаллом),
Г.-с. для у-квантов высоких энергий. Методы, применяемые для спектроскопии у-квамтов высоких энергий, сильно отличаются от перечисленных. Существуют Г. -с., основанные на регистрации черепковского излучения от электронно-фотонных ливней, вызываемых у-квантами высокой энергии в радиаторах из достаточно тяж╦лого прозрачного вещества, напр. свинцового стекла (см. Черепковский сч╦тчик). Размеры подобного радиатора выбираются так, чтобы в н╦м уложились пробеги всех электронов и позитронов ливня, для чего продольный размер должен быть порядка десяти радиац. длин, а поперечный размер должен превосходить поперечную расходимость ливня.
В физике высоких энергий в качестве Г. -с. используются также пузырьковые камеры [3]. Энергии у-кван-тов определяются по энергиям пар, образованных в рабочем веществе камеры. В камерах с л╦гкими жидкостями (водород, гелий, пропан), помещ╦нными в магн. поле, уда╦тся измерить энергию пары по кривизне нач. участков треков электрона и позитрона, поскольку радиац. длина в этих жидкостях велика и, по крайней мере, в начале треков общие радиац. потери энергии ещ╦ малы. В камерах с тяж╦лыми жидкостями (напр,, с Хе) радиац. длина мала и в большинстве случаев ливень развивается в пределах объ╦ма камеры. В атом случае энергию ливня, а значит, и первичного у-кванта можно определить по сумме пробегов всех заряж. частиц в ливне. Эта процедура, однако, цригодиа лишь до энергий у-квантов ~10 ГэВ.
Лит.: 1) Лютый и. Н. и др., Стабилизация формы маг-
нитного поля железного Р-спектромстра лгУ 2 с использованием нутационных датчиков, «Изв. АН СССР, сер. физ.», 11)70, т. 34, с. 828; 2) А л е к с е е в В. Л. и др.. Улучшение осноъных параметров 4-метрового кристалл-дифракционного гамма-спектрометра по Кошуа, в кн.: Тезисы докладов XXXI Совещания по ядерной спектроскопии и структуре атомного ндра, Л., 1981, с. 614; 3) С т р у г а л ь с к и и 3. С., Измерение энергий гамма-квантов и электронов в пузырьковых камерах, Дубна, 1972; см, также лит. при ст. Гамма-спектроскопия,
А. В. Давыдов.
ГАММА-СПЕКТРОСКОПИЯ ≈ раздел ядерной физики, посвящ╦нный исследованиям онергетич. спект-
ров гамма-излучения. К этой же области примято относить исследования разл. ядерных \\\ атомных процессов, снизанных с испусканием, поглощением и рассеянием у-квантов. На основании измерения таких характеристик, как относительные интенсивности наблюдаемых у-линнй, утл. распределения у-Квантив, угл. корреляции последовательно испускаемых у-квантов, поляризации у-лучей, кпэф. конверсии. внутренней, вероятности кулоноеского возбуждения ядер заряж. частицами, сечения резонансного поглощения у-лучей и т. д., уда╦тся получать информацию о спинах и ч╦тностях основных и возбужд╦нных состояний ядер, ширинах возбужд╦нных уровней, магн. диполь-пых и электрнч. квадрупольных моментах ядер в разл. состояниях, мультиполыюстях переходов между ядерными уровнями. Спектры у-лучей дают основные сведения, необходимые для построения схем энергетических уровней ядер. О методах регистрации и измерения энергии у-квантов см, в ст. Гамма-спектрометр.
Для получения данных о спинах уровней ядер, мультиполыюстях переходов, электрич. и магн. моментах возбужд╦нных ядер используется метод исследования угл. корреляций у-квантов, последовательно испускаемых в каскаде следующих друг яа другом переходов между ядерными уровнями. С помощью двух или большего числа спектрометрич. де-текторов, включ╦нных в схему отбора совпадающих во времени актов регистрации у-квантов, намеряется зависимость числа таких событий от угла между направлениями вылета соответствующих у-квантов из источника (см. Совпадений метод). Если при этом разрешающее время схемы совпадений значительно больше ср. времени т жизни ядер в промежуточном состоянии, то измеренная угл. корреляция паз. интегральной по времени. В этом случае детектор, регистрирующий 2-й у-квант, не различает акты у-распада возбужд╦нных ядер по их времени жизни и все «ни суммируются. Соответствующая корреляционная функция, для угл. у ≈ у-корреляции имеет вид:
(ft) =
(cos ft).
(1)
Здесь ft ≈ угол между направлениями вылета у-квантов, Pjf(cosO) ≈ fc-й полином Лежапдра, А ^ ≈ коэф., зависящие от спинов / состояний, между к-рыми происходят ядерные переходы, и от т. н. параметров смешивания мультиполей в каждом из переходов, под к-рыми понимаются отношения амплитуд г>лектрич. мультнполя порядка L : Е (L) и магн. мультиполя порядка L≈ 1 : М (L ≈ 1). В частности, при спинах промежуточных состоянии ядер, равных 0 или 1/zt угл. корреляция отсутствует, т, е. W (ft) ≈ const (см. Угловые распределения и угловые корреляции}. Однако по угл. у ≈ у-корреляции нельзя отличить чисто элект-рич. переход от магнитного. Чтобы сделать это, надо знать ч╦тности состояний, между к-рыми происходит переход.
Если исследуемые ядра находятся в магп. или неоднородном электрич. нолях, то корреляционная картина искажается; происходит возмущение интегральной угл. корреляции. В случае магн. поля, перпендикулярного плоскости распространения наблюдаемых у-квавтов, это возмущение проявляется в повороте корреляционной картины на угол
т.
(2)
Здесь ц ≈ ыагн. момент ядра, / ≈ спин в возбужденном состоянии, Н ≈ напряж╦нность магн. поля. Ф-ла (2) справедлива для ДФ/ф-Cl. Поворот сопровождается ослаблением анизотропии этой картины. Действие неоднородного электрич. поля сказывается лишь в ослаблении анизотропии корреляц. картины без е╦ поворота. Степень этого ослабления зависит от дроиз-
")
}
