1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 51
Текст из файла (страница 51)
киоску к формуле (1К71). !9. у-Иха ~ение ядер 25! что фермиевский матричный элемент имеет следующие правила отбора по изоспину: ЛТ=О и ЬТ =+1. Оказалось, что эти правила выполняются для (О' — 0 ")-переходов, имеющих Ета!05 с, и нарушаются (Л Т=1) для аномальных. Таким образом, запрет по изоспину является сильным (в том числе для тяжелых ядер). Подобное же заключение (о малости фермиевского матричного элемента при Ь Т=!) было получено и для ряда смешанных !)-переходов типа (- УчьО. Наглядно правила отбора по нзоспину для р-распада вытекают из относительно большего перекрытия волновых функций начального и конечного состояний для аналогичных переходов с ЛТ=О. (Об аналоговых состояниях ядер см. ~ 8.) $ 19. Т-Излучение ядер у-Излучением называется самопроизвольное испус к а н и е я д р о м у-к в а н т о в.
В процессе испускания у-кванта ядро переходит из возбужденного состояния в состояние с меньшей энергией (радиационный переход). Радиационный переход может быть однократным, когда ядро, испустив один квант, сразу переходит в основное состояние (рис. 121, а), или каскадным, когда снятие возбуждения происходит в результате последовательного испускания нескольких у-квантов (рис. !21, б), По своей физической природе у-излучение представляет собой коротковолновое электромагнитное излучение ядерного происхождения.
Обычно энергия ядерных у-квантов бывает заключена в пределах примерно от 10 КэВ до 5 МэВ (10 а>Х„>2-10 "см). Энергия у-кванта Е„ определяется разностью энергий уровней ядра Е,между которыми происходит г=! радиационный переход, В соответствии с законами сохранения энергии и импульса г=с ау Е=Е + Т д' 0 ру+рад (19.!) гг где Т„, и р„„-- кинетическая энергия и импульс ядра отдачи соответственно. Отсюда легко получить оценку Т„;.
Г=а ф~ Е1 Е2 Рис, !2! 252 Глава Ш. Радиоактивные ярееращения ядер что при ЕхО,\ —:1 МэВ для ядер с Аж!0~ дает Т„м -0,1 —:10 эВ=(10 ' —:10 ')Е. Таким образом, у-квант уносит подавляющую часть энергии возбуждения ядра. Из проведенного рассуждения видно, что спектр у-квантов дискретен. Ядро может оказаться в возбужденном состоянии по разным причинам, например в результате предшествующего и- или !3-распада.
После ее-распада обычно испускаются укванты невысокой энергии (Е,<0,5 МэВ), так как и-распад, сопровождающийся образованйем дочернего ядра в сильно возбужденном состоянии (В'>0,5 МэВ), затруднен из-за малой прозрачности барьера для ге-частиц с пониженной энергией. Энергия у-квантов, испускаемых дочерним ядром после !3- распада, может быть больше и достигает 2 — 2,5 МэВ. Это связано с тем, что вероятность В-распада определяется более слабой функцией энергии (Е Ерв), чем вероятность и-распада.
В обоих рассмотренных прймерах ядро, испускающее укванты, имеет сравнительно небольшую энергию возбуждения, недостаточную для испускания нуклона. Этот результат можно распространить и на многие другие процессы, приводящие к образованию ядер с энергией возбуждения, меньшей энергии отделения нуклона. К числу таких процессов относятся многочисленные ядерные реакции, одним из продуктов которых является ядро в возбужденном состоянии. При этом обычно энергия возбуждения ядра-продукта бывает меньше энергии отделен-я нуклона (или какой-либо другой частицы) и непускание у-квантов является единственно возможным способом снятия возбуждения !если не считать рассматриваемых ниже явлений внутренней конверсии и образования (е' — е )-пар].
В тех случаях, когда энергия возбуждения ядра-продукта оказывается равной энергии отделения нуклона или больше нее, испускание у-квантов также может быть преобладающим эффектом, если непускание нуклона почему-либо затруднено. В части второй книги рассмотрены реакции радиационного захвата медленных нейтронов, в которых возбуждение ядра, полученное за счет энергии связи захваченного нейтрона, снимается испусканием двух-трех у-квантов.,Процесс испускания у-квантов в этом случае оказывается более вероятным, чем обратное отделение нейтрона, так как последнее связано с необходимостью концентрации всей энергии возбуждения на одном нуклоне, который к тому же должен находиться вблизи границы ядра.
Это явление маловероятно из-за того, что сразу же после захвата нейтрона вносимая им энергия связи быстро перераспределяется в ядре между всеми его нуклонами. у 19. у-ууэяучение ядер 253 1. ВЕРОЯТНОСТЬ 7-ПЕРЕХОДА И ПРАВИЛА ОТБОРА Ввиду малости константы электромагнитного взаимодействия сс=е'/лс=1/137(<1 рассчитать вероятность Р радиационного перехода можно методами теории возмущений, зависящей от времени: Р ~~М2~ Здесь М=)Чг:Н'ф,е/т — матричный элемент гемильтониана взаимодействия Н' электромагнитного поля с зарядами (19.3) е Излучение г Ь=О не существует иэ-эа поперечности электромагнитных волн. Испускание Т-квантов ядрами, возбужденными.
значительно выше энергии отделения частицы, бывает связано с запретом по четности и моменту количества движения для вылета нуклонов (или других частиц), который делает процесс испускания у-квантов относительно более вероятным. Примером такого рода является непускание 7-квантов с энергией 17 МэВ в результате реакции эт1.1+р-+еаВе+7 1см. 9 62, п.
2). Т-Кванты, испускаюшиеся ядром при переходе в низшее энергетическое состояние, могут уносить различный момент количества движения Е Излучение, уносящее момент количества движения /=1, называется дипольным, 1=2 — квадрупольным, /=3 — октупольным и т. д. в Каждое из них характеризуется определенным характером углового распределения. 7-Кванты различной мультипольности возникают в результате различных «колебаний» ядерной жидкости: электрических (днпольные Е1, квадрупольные Е2 и т. д.) и магнитных (дипольные М1, квадрупольные М2 и т. д.).
Процессы первого типа обусловлены перераспределением электрических зарядов в ядре, процессы второго типа — перераспределением спиновых и орбитальных магнитных моментов. При этом перераспределение нейтронов, для которых У=О, также должно приводить к испусканию электрических Т- квантов, так как движение нейтронов сопровождается возникновением заряженных ядер отдачи. Более определенное представление о механизме Т-перехода можно составить на базе конкретной модели ядра.
Так, в одночастичной модели ЯдРа испУскание ТгмУльтиполч свЯзывают с переходом одного нуклона между двумя одночастичными уровнями, отличающимися по моменту количества движения на Ь1=/. 254 Гяава П1. Радиоактивные нревраиеения ядер и магнитными моментами; Ил/ИЕ.— плотность конечных состояний; ч0, и ф, — соответственно волновые функции конечного и начального состояний ядра. Электромагнитная теория позволяет записать выражения для Н' и е/п/е/Е.
Поэтому, пользуясь какой-либо моделью ядра (например, оболочечной) для получения ф, и 0(е„можно оценить вероятность Р. Очень грубо результаты теории сводятся к следующему. Поле излучения движупшхся зарядов можно представить в виде ряда сферических функций. Если опустить зависимость от координат и углов, то от первого члена ряда, соответствующего дипольному излучателю и кванту с моментом 1ж1, остается множитель Я/Х, где Я вЂ” радиус ядра, а Х вЂ” длина волны испускаемого излучения. Второму члену ряда (1=2) соответствует множитель (Я/Х)~, 1-му — (Я/Х)'.
При обычных значениях Е„х! МэВ для ядер нз середины периодической системы элементов (Аж10з) Я ЯЬ б.10 — м.1 6.10-4 Х 2яйс 2я'10 е0'3'100о т. е. ряд быстро сходится. Поскольку Р пропорциональна квадрату модуля матричного элемента ~М!', то для у-квантов с мультнпольностью 1 имеем Р,- (Е/))*'-А" ' Е*'. (19.5) Таким образом, при возрастании 1 на единицу интенсивность излучения убывает примерно в Р,/Р,+,— — (е./Я)'=104 раз.
Отсюда следует, что определяющим является первый отличный от нуля член ряда (он может не соответствовать 1=1 из-за правил отбора). То же заключение можно сделать н относительно магнитных мультиполей. Однако при равных 1 интенсивность магнитного излучения оказывается в (01/14)' раз меньше электрического, где 01 — электрический, а 14 — магнитный моменты ядра. Это объясняется разной структурой Н' для электрических и магнитных переходов. В первом случае в состав Н' входят электрические моменты ядра, во втором — магнитные. Величина (е//)е) приблизительно равна (при Аж10'): ( ) = ( " ) 10' — 1О' (10.60 Набор возможных значений 1я и 1и определяется правилами отбора по моменту количества движения и четности.
Согласно первому правилу отбора должно существовать следующее у 19. т-излучемие ядер 255 соотношение между моментом 1, уносимым у-квантом, и моментами начального (1,) и конечного (Е,) состояний ядра: ~1,— 1,~ <1< 1,+1,. (19.7) Согласно второму правилу отбора моменты электрического у-нзлучения 1х и магнитного у-излучения 1и должны быть связаны с четностью начального Р, и конечного Р, состояний ядра соотношениями Р.~Р,= (-1)'*; Р.!Р,= ( — 1)'-".
(19.8) Из этих соотношений следует, например, что Е1-переход возможен только между состояниями ядра с разной четностью, а М1-переход — с одинаковой. В обоих случаях моменты ядер должны удовлетворять соотношению Ы=О, ~1 (кроме (Π— О)- переходов ). Происхождение правила отбора по четности видно нз рассмотрения структуры матричного элемента М= (ф;Н'ф,~й, который в случае Е1-перехода содержит в составе Н' электрический дипольный момент, преобразующийся при инверсии координат как полярный вектор, а в случае М1-перехода— магнитный дипольный момент, имеющий свойства аксиального вектора.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
