Материал: Пустынский Л.Н. Конспект лекций по Ядерной физике
Это соотношение называется правилом отбора по спину. Согласно этому соотношению дипольные γ-кванты (L = 1) могут быть испущены при переходах между состояниями с I = 0, ±1, кроме (0-0)- переходов; квадрупольные γ-кванты (L = 2) – при переходах с I = 0, ±1, ±2, кроме (0-0)-, (0-1)- и (1-0)-переходов; октупольные γ-кванты
(L = 2) – при переходах с 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 |
|
Рн/Рк = (-1)L, |
(3.6.6) |
а для ядра, испускающего магнитный γ-квант, - формулой |
|
Рн/Рк = (-1)L+1, |
(3.6.7) |
где Рн и Рк – 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 -кванта в единицу времени от мультипольности L перехода и приведенной длины волны (а, следовательно, и энергии -кванта; см. (3.6.4)):
для электрических EL переходов
|
1 |
|
R |
2L |
|
λ ~ |
, |
||||
|
|
|
|||
|
|
|
|
||
а для магнитных HL переходов
|
1 |
R |
2( L +1 ) |
||
λ ~ |
, |
||||
|
|
|
|||
|
|
|
|
||
(3.6.8)
(3.6.9)
где R – радиус ядра. Так как обычно R , то из (3.6.8) и (3.6.9) следует, что уменьшение вероятности излучения от энергии тем сильней, чем выше мультипольность перехода, т.е. переходы высо-
126
кой мультипольности маловероятны (сильно запрещены). Кроме того, при одинаковых мультипольностях вероятность магнитного излучения меньше в ( /R )2 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 пары 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 из основного состояния. Различие во временах жизни ядер изомерной пары может изменяться в широких пределах от долей секунды до многих лет.
127
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 85Rb в возбужденном состоянии. Обращает внимание большое различие в периодах полураспада для основного и возбужденного состояний.
Как правило, изомерное состояние относится к первому возбуж-
МэВ 85mKr
4,5 ч 1/2- 0,305
|
|
γ, 19 % |
β-, 81 % |
|
|
|
10,76 лет 9/2- |
0,0 |
|
β-, 99,4 % |
|
|
|
85Kr |
МэВ |
|
||||
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
9/2- |
|
|
β-, 0,4 % |
|
|
0,514 |
||
|
|
γ |
||||
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0,151 |
3/2- |
|
|
|
|
γ |
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0,0 |
5/2- |
|
|
|
|
85Rb |
||
|
|
|
|
|
|
|
Рис. 3.6.1
денному уровню ядра. Обычно изомеры имеют число протонов или нейтронов в составе ядра 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
115 |
In , |
|
49 |
||
|
у
которого не хватает одного протона до Z = 50 (т.е. имеет «дырку» – см. §2.3), в основном состоянии имеет характеристику 9/2+, а первый
128
возбужденный уровень имеет энергию 336 кэВ с характеристикой
1 / 2 |
− |
. Переход между этими уровнями может происходить, соглас- |
|
но правилам отбора по спину и четности, лишь при испускании - кванта М4 и запрещен настолько, что среднее время жизни возбужденного уровня оказывается равным 14,4 часа.
Кроме радиационных переходов, то есть испускания -квантов, существует еще один процесс потери ядром энергии возбуждения – испускание электронов внутренней конверсии. В этом процессе, ко-
торый конкурирует с -излучением, ядро передает энергию возбуждения Евозб посредством виртуального (см. §1.9 п.8 и формулу 1.9.4), а не реального -кванта одному из электронов оболочки атома. Таким образом, и этот процесс происходит в результате электромагнитных переходов ядер. Испускаемые электроны имеют дискретный
энергетический спектр: |
|
Те = Евозб – Ii, |
(3.6.10) |
где Ii – энергия связи электрона на i-оболочке. Дискретный спектр электронов внутренней конверсии позволяет отличить их от электронов непрерывного спектра β-распада. 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 αк, равного отношению ве-
129
роятности we испускания конверсионного электрона к вероятности wγ испускания γ-кванта:
(3.6.11)
Коэффициент внутренней конверсии уменьшается с ростом энергии перехода, растет с увеличением атомного номера Z и мультипольности -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 -излучением ядер связано интересное явление, носящее название эффекта Мессбауэра (Мессбауэр, 1958 г.). Эффектом Мессбауэра называется резонансное поглощение -квантов ядрами без передачи им энергии отдачи. Этот эффект является ядерным аналогом резонансной флуоресценции в атомной физике.
Испущенный ядром γ-квант уносит не всю энергию Евозб возбуждения ядра, так как часть этой энергии Тяд передается ядру, испустившего γ-квант, в виде кинетической энергии отдачи:
(E |
γ |
) |
исп |
= (Е |
возб |
− Т |
яд |
) E |
возб |
. |
|
|
|
|
|
|
(3.6.12)
Для возбуждения ядра до энергии Евозб нужно поглотить -квант с энергией
|
|
|
|
(Eγ )погл = (Евозб + Т яд ) Eвозб , |
(3.6.13) |
|||
|
|
|
|
|
|
|
так как согласно закону сохранения |
|
|
|
Г |
|
|
|
Г |
импульса часть энергия |
-кванта пре- |
|
|
|
|
|
вращается в кинетическую энергию |
|||
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
движения ядра. В результате энергии |
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|||||
(Еγ)исп |
Евозб (Еγ)погл Еγ |
испущенного и поглощенного - |
||||||
|
|
|
Рис. 3.6 |
квантов не совпадают между собой на |
||||
величину 2Тяд , как показано на рис. 3.6.2.
Условие резонансного поглощения может быть записано следу-
130