книги из ГПНТБ / Прямые реакции и изомерные переходы

ст

= (6,2 ± 2,1)• Ю - 2 6

см'эв;

gT-0^

= 2,7-Ю"5

э й .

В

работе

[45]

для

этого

же

уровня

получено

ат =

• 10

см'-эв.

Исходя из предельного

значения

ширины

уровня

° Т 0 > 2 , 7 - 1 0 D

зб

можно

предположить,

что

переход

1325 —> 0 кэв

имеет

одну

из

следующих

мультипольностей:

El

- / 7 з < 0 , 7 - 1 0 5 ;

Е 2 - / 7

з < 1 , 4 , М 1 - / ? 3 < 1 0 8 .

При кулоновском

возбуждении 1 0 7 A g ионами

кислорода [39] не обнаружено

уров­

ня

в

районе

1325

кэв,

а

если

он

и

есть,

то

В (Е2) <

<

0,0027 е2 - Ю - 4 8

см?, что приводит к величине Г , / г > 7 , 6 - Ю - 1 2 сек.,

в то время как нами получено

7'1 / > -< 5 , 6 - Ю - 1 2

сек.

С

учетом

погрешностей

все же можно

предположить, что

этот

переход

типа Е2; тогда

величина

-у

должна

быть

близка

к

единице.

Тогда для El-перехода

получится

фактор задержки F3<0,4-101.

Если

же

предположить,

что пе­

реход 1325->0 кэв типа

E l , а

1325~>93 кэв

типа

Е2 (мы

берем

крайний случай, что последний переход

прямой,

а

не

каскад­

ный), то факторы задержек будут

<0,7-105 для El

и /г 3 <1,14

для Е2. Таким

образом,

из

систематики

E l -

и

Е2-переходов

нельзя

отдать

решающего

предпочтения

какому-либо

из двух

вариантов,

хотя

второй

кажется

нам более

вероятным.

Тип M l

случае

должны

присутствовать

El-переходы

с

задержкой

103,

что не

согласуется

с [93].

1325 кэв

Таким

образом,

для уровня

наиболее

вероятными

значениями спина

и четности

являются

3;2+

(или

5 2").

Заселение уровня

1325 кэв при распаде l 0 7 Cd,

возможное

энер­

гетически, не замечено [17], по-видимому,

вследствие

малой

энергии

р-перехода на этот уровень.

кэв,

1 0 9 Ag .

Сечение

фотоактивации

для

уровня

1210

полу­

ченное

нами, ат — (9,3 ±

3,2) - Ю - 2 6

см"-эв

хорошо

согласуется с

/

— 1\

- 2 6

2

[45], где ат = ^8,5

^ І - Ю '

см

-эв.

Величины

парциальных

ширин

переходов

с уровня

1210 кев на 88 и 0 кэв

близки

соот­

ветствующим значениям

для 1 0 7 A g . Аналогичные

расчеты

приво­

дят к мультипольности типа El

(или Е2) и к

значению Г— 3/2+

(или 5/2") для перехода

1210—>0 кэв (см. табл. 3).

Возбужденные

состояния

ядер 1 0 7 A g

и 1 0 9 A g

исследовались

при неупругом

рассеянии

а-частиц и протонов

[103].

Уровни

1325 кэв

1 0 7 A g

и 1210 кэв

1 0 9 A g

не проявляются

в

этих исследо­

ваниях,

что вообще

характерно

для фотоактивационных

уровней

ядер и

указывает

на отсутствие

(или

очень

малую

примесь)

коллективных эффектов в этих уровнях. Это еще раз

подтвер­

ждает наши выводы

о

том,

что активационные

уровни

имеют

преимущественно

одночастичную

природу.

1 1 1 Cd. Активационнын

уровень

1330

кэв

имеет

ширину

gT0 =

= 2,5410~4 эв, которой

могут

соответствовать

переходы

типа

El ,

M l ,

Е2

(М2-переход

был бы ускорен в 20

раз, что крайне

мало­

вероятно) .

кэв — типа

Если предположить, что переход 1330-^0

М2, то с

учетом Jq =1/2+ для основного состояния возможные значения

f

для

уровня

1330 кэв будут 3/2+ или 5/2+. В недавней

работе по ку-

лоновскому

возбуждению [20] не обнаружено

Е2-переходов

в об­

ласти 1330 кэв

для 1 1 'Cd, а если

они н есть,

то во всяком

случае

В (Е2) î -< 0,001

е 2

1 0 - 4 8

см4. Этому предельному

значению

соот­

ветствует Tt, > - 3 - 10 - 1 1 сек., в то

время

как из

наших

измере­

ний

7^ = 5 - Ю -

1 2 сек. Таким

образом, следует

отбросить

тип Е2.

В случае

E l - или М1-перехода

спин

и

четность

уровня

1330

кэв

должны

иметь

значения

3, 2~

( і , 2 _ )

или 3/2+ .

Наиболее

пред­

почтительно

по нашему

мнению

J" = 3/2- ,

так как

тогда

полу­

чается кратчайший

путь

к

переходу

в

изомерное

состояние

396 кэв

11,2~

после

двух

каскадных

переходов

типа Е2 с пере­

даваемым орбитальным

моментом

Д/ = 2. Если же предположить,

что

У~ =

3,2+ ,

то

переход

3/2+ ->11'2~

должен

состоять

либо

из

тройного Е2-, Е2-, El-каскада,

либо

из Е2-

и

М2-переходов

(порядок следования переходов может быть любым).

Из измеренных

нами

величин

° Т 0

=

3 , 5 - Ю - 5

эв

и

gT0

=

= 2 , 5 4 - Ю - 4

эв

находим

- ^ = 0,14.

Исходя

из

этого

значения

можно исключить возможность каскада

Е2 и М2, так как

М2-пе-

реход оказался

бы

ускоренным. В то же

время

это

значение

г

—

хорошо

согласуется

с

предположением

о

двойном

каскаде

Е2-переходов

3.'-2-->7/2~-^ 11/2". В схему

уровней

n l C d

необ­

ходимо ввести новый уровень с

У~= 7/2~

между

950 и 1330 кэв.

Ниже 950 кэв

уровень должен

был бы проявиться

при

распаде

И 1 1п

(см. рис. 7); Е2-переход

3/2~-^7/2~ по нашим

данным

дол­

жен

иметь ускорение

/ г у > - 70 .

Уровень 1330 кэв хорошо проявляется в реакции 1 1 0 Cd (d, р) "'Cd

[98], что указывает

на значительную степень

одночастичности

этого

уровня. Угловое распределение протонов из

реакции

(d,

р),

соот­

ветствующих

уровню

1330 кэв

таково,

что, по-видимому, Д / = 1 .

С учетом

Г=

1/2+

и 1 = 0 для основного

состояния ] 1 1 Cd

для

уровня 1330 кэв

получается Г=

3/2~

или 1/2~,

что

согласуется

с нашим

предположением

/ " = 3/2".

Характерно, что уровень 1330 кэв не проявляется при

неупру­

гом рассеянии протонов [77]; это указывает на отсутствие

значи­

нии 1330

кэв.

1 1 5 Іп.

Удобные характеристики изомерных состояний и сравни­

2.7ІЯН.

U n

o/? +

sl/)IW>>>

W

Р и с . 7.

Схема

уровней m C d .

для других

ядер;

кроме

того,

надежно измерены активационные

уровни этого

ядра

[41]. Поэтому сечение фотоактивации 1 1 5 "Чп

использовано

нами

для

нормировки удельного потока у-квантов.

состояние

подробно рассматриваются

в § 6.

1 1 3 Іп.

Энергия

у-излучения

изомеров 1 1 3 Іп

и 1 1 5 Іп составляет

•соответственно 390

и 335 кэв.

Так как

детектор

недостаточно четко

•свойств гауссовского распределения. После введения

поправок

на периоды полураспада, эффективность, количество

ядер в об-

3—192

33

Из-за малого

содержания изотопа п з І п

(4,28%)

в естественной

смеси

изотопов

индия

и близких значений энергии изомерных

состояний

ядер 1 1 3 Іп и і , 5 І п

пик, принадлежащий 1 1 3 г ' 1 п,

выделяет­

ся недостаточно

четко

и вычисления ведутся со значительными

погрешностями.

Поэтому

мы

дополнительно

измеряли

образцы,

обогащенные изотопом 1 1 3 Іп до 66%. Наши

результаты согласуют­

ся с измерениями Буса

[41], который

получил

для

активационногс»

уровня 1132 кэв

ат =

/

+ 4\

_2 6

2

' э в - По нашим

вычисле-

[7,5

_ д і * Ю

с м

ниям

gT0—

= 1.75• 10

эв. Исходя

из величины

g T 0 >

1,75Х

-5

Г т

ХІО

эв,

получаемой

при условии

— < 1, мы сделали

вывод,

что переход с уровня

1132 кэв

в основное

состояние

может

быть

типа

E l , Е2 или

M l . В

экспериментах

по

кулоновскому

обнаружен, следовательно,

переход

1132-»0 кэв—Е2-типа

или

во всяком

случае

содержит

компоненту

Е2.

Тогда

уровню

1132 кэв

можно

приписать

спин в пределах 5/2+ — 13/'2+. Так

как этот уровень

является активационным, разумно

предполо­

жить, что его спин находится

между

1/2

и 9 2,

поскольку

труд­

но представить другие

схемы

переходов

(9/2 и более)-^12 с

достаточно

большими

значениями

Г т

{Тт

^

1,75-10~5 эв^.

Веро­

ятно, J~= 5;2+ или 7/2+ . В первом

случае

предположение,

что

с задержкой всего 103, не

согласуется с систематикой .El-перехо­

дов [98]. Возможно,

между

1132 и 646 кэв

есть

промежуточные

уровни со спинами

1/2+ или 3/2+ [28], которые были бы аналогичны

расположению уровней

І 1 3 Іп, п 5 І п , 1 І 7 Іп и

через

которые

и осу­

ществлялся бы переход

в

изомерное состояние.

Наиболее

вероят­

ния

Е2-переходов [17]. Активационные же уровни

1132 кэв ядра

1 1 3 Іп

и 1078 кэв 1 1 5 Іп в этих работах не обнаружены,

следовательно,

между

двумя

преимущественно

одночастичными

состояниями:

основным и

изомерным.

123,

і25'ре. Из всех стабильных

изотопов

изомерные

состояния

имеют І 2 3 ' | 2 5 Те. По обнаруженной у-линии

160±5 кэв

был

найден

период

полураспада

7\

= 1 0 3 ± 5

дн. и

идентифицирован

изомер

1 2 3 т Т е .

Изомер 1 2 5 Те

не

обнаружен,

несмотря

на то,

что

содержа­

фотоактивации 1 2 5 Те приведена

граница возможного значения

сечения.

135, i37ßa_

Фотоактивация

1 3 7 Ва тормозным излучением с

£макс = 3 Мэв

наблюдалась в [82]. Изомер 1 3 5 Ва так же, как и 1 2 3 Те.

Изомерный уровень 1 3 7 Ва расположен

высоко (661 кэв) и, по-види­

мому, основной вклад в его активацию дают уровни с £'>1330

кэв.

Структура

уровней 1 3 5 Ва изучена

недостаточно,

особенно

при

£ > 8 0 0 кэв,

и активационные уровни

неизвестны.

Поэтому с

на­

вень

имеет энергию менее 1,33

Мэв, и охарактеризовать его ве­

личиной

gr0-jr.

1 6 7

Er.

Фото активация

изомера 1 G 7 Er наблюдалась в [82] с по­

мощью тормозного

излучения

(£М акс = 3 Мэв)

и в [1] от у-излучения

і 1 6 Іп

(£М акс = 2,09

Мэв).

Мы

не

получили

заметной активности

значения

сечения фотоактивации для уровней ниже 1,33 Мэв.

1 7 6 Lu .

Определение сечения фотоактивации 1 7 6 Lu осложняется

состояния l 7 6

L u 288

кэв

I - путем

ß-распада

переходит

на уровень

88,3 кэв 2+

(58%)

или

в основное состояние 0+

(42%)

ядра

1 7 6 Ш .

При ß-распаде основного состояния

1 7 0 Lu

через

каскадные

пере­

ходы также

заселяется

уровень

88,3

кэв ядра 1 7 6 Ш . Поправка h l

естественную радиоактивность

(Г,^ = (5 +

0,3) • 101 0

лет)

приво­

мый вклад в активацию,

расположены

выше 1330 кэв.

Мы при­

водим предельные значения сечений фотоактивации

1 7 9 H f и 1 8 3 W

для уровней ниже 1,33 Мэв.

І а 1 Іг. В [1, И, 13] исследовалась активация разными

источника­

ми излучения, однако активационный уровень не определен.

Из­

меренное нами сечение

фотоактивации

принадлежит

активацион-

ному уровню с энергией

либо 1250 ± 80, либо 1100 ±

70 кэв.

1 9 5 Pt. Мы обнаружили

переход 240 кэв при распаде

изомерного

уровня, отсутствовавший

в [17]. Отношение интенсивностей

линий

240 и 130 кэв составляет

0,13.

1 9 7 Au . Фотоактивация

этого изомера

изучалась ранее при помо­

энергия активационного уровня Еа

= 1,22 ± 0,03 Мэв. Для

этого

значения энергии определено сечение фотоактивации

1 9 7 ш А и .

Наиболее вероятны значения J"= 7,2"г или 5'2~. (см. табл.

3).

! 9 9 Hg . Из-за

малого сечения активации для получения

измери­

мой активности

применялся очень большой образец (1360 г).

Жид­

кая ртуть после облучения переливалась в специальную

кювету,

надетую на кристалл.

Для определения эффективности

регистрации у-излучения та­

известной активностью, имеющий у-линию 150 кэв

(1 1 1 , n Ccl),

раст­

ворялся и измерялась

активность

раствора в кювете при

усло­

виях, аналогичных

измерениям

Hg, затем

вводились

поправки

на

самопоглощение

и т. п.

Фотоактивация

ртути

исследовалась

на

тормозных

пучках с

регулируемой энергией излучения. Самый низкий

активационный

уровень имеет энергию

1,38 ±

0,01 Мэв с сечением

фотоактивации

а

= f2,2

+ П 7 І - 1 0 _

2 7

с м

К э в

ЛЩ-

Бус

[41]

нашел,

что

I —

- 0 , 7 ,

. +

3

= 1,49 Мэв и ат

для

активационных

— |^6,9^ 2

j - Ю - 2 6 см2-эв;

уровней с /5, а <1,49 Мэв

а т < 0 , 7 - 1 0 - 2

7 см"-эв. Нами

показано,

что существует активационный уровень ниже 1,33 Мэв

с

сече­

нием активации (0,25 ± 0,1)• Ю - 2 '

см2-эв.

Фотоактивация

изомерных

уровней

ядер

позволяет

сделать

1. На

основании

граничных значений Г 0 ) • получаемых

из

' г_

'

Т

gT0~Y

с

учетом - р - < Л и из систематики электромагнитных

пе­

реходов

различной

мультипольности, можно утверждать,

что

п е р е х о д ы с активационных уровней в

основное

состояние — E l - ,

Е2или М1-типа.

2.

Переходы с активационного уровня в изомерное

состояние

пли в

промежуточное

с последующим

переходом

в изомерное —

т а к ж е

типа

E l , Е2 или

M l .

3.

Спин

активационного уровня

по абсолютной

величине

мерного состояний:

J

< J

<J

4. Если

выбрано

какое-то

значение

спина

активационного

уровня,

то

четность

его

определяется

по правилу

1 и 3,

исходя из

спина и четности основного состояния и возможного

типа

пере­

хода.

5. С

увеличением

энергии

активационного

уровня

увеличива­

ет.

ется и сечение активации, поскольку от — Х2 Г0 -™. Несмотря

на то,

что с у в е л и ч е н и е м

энергии у м е н ь ш а е т с я

длина

волны

X, быстрее

г

растет

величина

Г 0 - г

- :

во - первых,

растет Г 0

(в

среднем

при

изменении

Е

от

200

д о

1200 кэв Г 0

увеличивается

на

2—3

по­

р я д к а ) , во - вторых,

увеличивается

и о т н о ш е н и е

~

Добычно,

чем в ы ш е

расположен

активационный

уровень,

тем

б о л ь ш е

м е ж д у

ним

и

изомерным уровнем

располагается

п р о м е ж у т о ч н ы х

уровней,

что

ведет,

в

о б щ е м ,

к у в е л и ч е н и ю

-у-').

Это

правило

п о д т в е р ж д а е т с я

при

исследовании

фотоактивации

т о р м о з н ы м

и з л у ч е н и е м

пучка с

р е г у л и р у е м о й

энергией

[41, 45].

6. Так

как

основное и изомерное

состояния

преимущественно

чительную

примесь

одночастичного

состояния.

Это

предположе­

ние

подтверждается

при исследовании

ядерных

реакций:

актива-

ционные

уровни,

как

правило,

хорошо

проявляются

в

реакциях

типа

(d,

р),

(р,

/г),

где более

вероятно заселение

одночастичных

состояний,

и хуже

в

реакциях

неупругого

рассеяния, где засе­

ляются

коллективные

уровни.

§ 5. И с с л е д о в а н и е

р е з о н а н с н о г о

поглощения

т-излучения

на

активационных

уровнях

с

помощью

сплошного

с п е к т р а

7-лучей

из-за сильного фона. Мы смогли измерить времена

жизни

поряд­

ка 1 0 ~ 1 2 сек., используя фотоактивацию изомеров

при облучении

через резонансные и нерезонансные поглотители и измеряя

затем

помощью

резонансной

флуоресценции

чаще

всего

используется

метод самопоглощения |86] (см. рис. 8а),

удобный

тем,

что не

требует

знания

спектрального состава

падающего излучения.

Гораздо

реже

употребляется

ме-

а

тод

резонансного

пропускания

(см. рис. 86), так как он требует

энергетического

разрешения

от

детекторов порядка

ширины

ли­

нии с учетом допплеровского уши-

рения.

С

обычными

низкоразре­

шающими детекторами у-излуче­

ния эксперименты

по

резонансно­

му пропусканию

неосуществимы,

если

энергетическое

распределе­

5

ние

испускаемого

спектра

нельзя

сравнить с шириной линии погло­

щения,

другими

словами,

либо

1

испускаемое,

либо

регистрируе­

мое излучение должно иметь ши­

рину, близкую

к

ширине

иссле­

дуемой линии (в первом случае

Рис . 8. Схема

экспериментов по

нет

никаких

преимуществ

перед

методом резонансного

рассеяния

резонансному

рассеянию с само­

поглощением

(а) и по

резонанс­

с самопоглощением,

если

только

ному пропусканию (б):

изменение

энергии

испускаемого

1—источник т-нзлучения:

2—поглотитель,

излучения

не.

может

быть

про­

3—рассенватель;

І—детектор;

5—защита.

контролировано).

Если положение эмиссионной линии фиксировано по энергии,

эксперименты

по резонансному

пропусканию

имеют большие

тичных условиях

опыта. Это связано

с

тем, что

эксперименты по

пропусканию не

так

чувствительны

к

резонансному флуорес­

центному эффекту,

как эксперименты

по рассеянию. В первых

эффект резонансного

поглощения

конкурирует

с полным сече­

нием электронного поглощения (фотоэффект,

комптон-эффект,

только с нерезонансным

упругим рассеянием (релеевское, дель-

бруковское и т. д.),.которое во много

раз меньше

электронного

поглощения, особенно

при углах,

значительно

отличающих­

ся от 0°.

Из-за указанных недостатков метод резонансного

пропуска­

ния* не получил

в экспериментальной практике

такого

широкого

распространения,

как метод

самопоглощения.

Однако

в

некото­

рых случаях представляется

возможным использовать

его без

резонансный

и

нерезонансный

поглотители.

Нерезонансный

подбирается

так,

чтобы

рассеяние у-квантов на

электронах

ато­

мов было идентичным

в обоих

поглотителях.

Обычно для

него

выбирают элемент, соседний с элементом резонансного

поглоти­

теля,

Т. е.

Ziœpea

=

Zpe3

±

1

(лучше,

КОГДа Л„ерез

=

Лрез

ГП 1>

Znopra = 2Рез,

однако

практически трудно

получить

большие ко­

личества разделенных изотопов одного элемента).

Если

j V o

— полное число

у к в а н т о в ,

падающих

на

поглотители,

то величина резонансного пропускания, представляющая

собой

отношение числа

у-квантов,

прошедших

через

резонансный и

нерезонансный, поглотители

толщиной

d

будет

T = jL^N(E)exp[-nAan(E)d]dE,

(1.15)

где пА

— число ядер

в 1 см3,

в которых

возможно

резонансное

рассеяние.

Далее возможны два случая.

1. РІсточник первичных у-квантов имеет фиксированную

энер­

гию. Тогда

для определения

Т необходимо

знать

спектральное

распределение у-квантов N(E).

Нахождение микроспектра

обыч­

но связано

с большими

погрешностями.

Если

спектр

можно

•сдвинуть

по

энергии

без изменения

его

формы,

информацию

сдвиге всего распределения, т. е. изменении

Ее в диапазоне энер­

гий, где возможно

резонансное

поглощение,

получается кривая

* Правильнее метод резонансного

пропускания

называть

методом резо­

нансного поглощения;

однако, чтобы

не путать его с методом

резонансного

дом самопоглощения, мы придерживаемся термина

.резонансное

пропускание".

В дальнейшем, когда речь пойдет только о методе

пропускания,

мы перейдем

к термину .резонансное поглощение".