RU2602769C1 - Method of creating population inversion of nuclear levels in material of active medium and initiation of single-pass coherent gamma-radiation - Google Patents
Method of creating population inversion of nuclear levels in material of active medium and initiation of single-pass coherent gamma-radiation Download PDFInfo
- Publication number
- RU2602769C1 RU2602769C1 RU2015138554/28A RU2015138554A RU2602769C1 RU 2602769 C1 RU2602769 C1 RU 2602769C1 RU 2015138554/28 A RU2015138554/28 A RU 2015138554/28A RU 2015138554 A RU2015138554 A RU 2015138554A RU 2602769 C1 RU2602769 C1 RU 2602769C1
- Authority
- RU
- Russia
- Prior art keywords
- nuclei
- active medium
- radiation
- energy
- gamma
- Prior art date
Links
Images
Classifications
-
- H—ELECTRICITY
- H01—ELECTRIC ELEMENTS
- H01S—DEVICES USING THE PROCESS OF LIGHT AMPLIFICATION BY STIMULATED EMISSION OF RADIATION [LASER] TO AMPLIFY OR GENERATE LIGHT; DEVICES USING STIMULATED EMISSION OF ELECTROMAGNETIC RADIATION IN WAVE RANGES OTHER THAN OPTICAL
- H01S4/00—Devices using stimulated emission of electromagnetic radiation in wave ranges other than those covered by groups H01S1/00, H01S3/00 or H01S5/00, e.g. phonon masers, X-ray lasers or gamma-ray lasers
Landscapes
- Physics & Mathematics (AREA)
- Electromagnetism (AREA)
- Optics & Photonics (AREA)
- Magnetic Resonance Imaging Apparatus (AREA)
Abstract
Description
Изобретение относится к области создания источников когерентного гамма-излучения и может быть использовано в различных физических приложениях.The invention relates to the field of creating sources of coherent gamma radiation and can be used in various physical applications.
Как известно [1], гамма-лазеры, работающие на ядерных переходах в твердых телах, по сравнению с другими источниками когерентного излучения могли бы обладать большей выходной мощностью, достигающей 1021 Вт. В большинстве случаев с целью создания гамма-лазера используется вынужденное излучение на переходе из метастабильного состояния ядра-изомера. Однако, несмотря на продолжающиеся на протяжении многих последних лет теоретические и экспериментальные усилия, современное состояние дел в области создания гамма-лазеров все еще находится на этапе разработки идей и формирования концепций. При этом главным предметом исследований является поиск оптимального вещества активной среды и механизма накачки, т.е. способа создания инверсной заселенности ядерных уровней в материале активной среды.As is known [1], gamma lasers operating on nuclear transitions in solids, as compared to other sources of coherent radiation, could have a higher output power, reaching 10 21 W. In most cases, in order to create a gamma laser, stimulated emission is used at the transition from the metastable state of the isomer nucleus. However, despite the ongoing theoretical and experimental efforts over the past few years, the current state of affairs in the field of gamma-ray lasers is still at the stage of developing ideas and creating concepts. The main subject of research is the search for the optimal substance of the active medium and the pump mechanism, i.e. a method of creating an inverse population of nuclear levels in the material of the active medium.
Известны способ и система реализации гамма-лазера [2], в которых в качестве материала активной среды используются мессбауэровские изотопы, например 57Со, 57Fe, 119Sn и т.д., с резонансным (без отдачи) возбуждением и поглощением гамма-квантов ядрами-изомерами. В данном способе при отсутствии инверсии заселенности в материале активной среды исходного гамма-источника генерация стимулированного гамма-излучения достигается благодаря "подсветке" его активной среды вспомогательным гамма-источником, идентичным исходному. При этом полезный эффект использования второго источника проявляется после резкого ("ступенчатого") фазового сдвига вспомогательного гамма-излучения на величину π по отношению к гамма-излучению исходного источника. Это вызывает в активной среде исходного гамма-источника эффект "гамма-эха", следствием которого является подавление резонансного поглощения соответствующих данному ядерному переходу моноэнергетичных гамма-квантов, т.е. происходит скачкообразное повышение прозрачности активной среды и тем самым создание условий для стимулированного выхода когерентного гамма-излучения даже в отсутствие инверсии резонансно-возбужденных ядер-изомеров.A method and system for realizing a gamma laser [2] is known, in which Mossbauer isotopes, for example 57 Co, 57 Fe, 119 Sn, etc., with resonant (without recoil) excitation and absorption of gamma quanta are used as the material of the active medium isomer nuclei. In this method, in the absence of population inversion in the active medium material of the initial gamma source, the generation of stimulated gamma radiation is achieved due to the "illumination" of its active medium by an auxiliary gamma source identical to the original one. In this case, the beneficial effect of using the second source is manifested after a sharp ("stepwise") phase shift of auxiliary gamma radiation by π relative to the gamma radiation of the original source. This causes the “gamma echo” effect in the active medium of the initial gamma source, which results in the suppression of resonance absorption of monoenergetic gamma quanta corresponding to a given nuclear transition, i.e. there is an abrupt increase in the transparency of the active medium and thereby the creation of conditions for a stimulated output of coherent gamma radiation even in the absence of inversion of resonantly excited isomer nuclei.
Недостатком этого способа создания гамма-лазера является технологическая сложность его реализации и небольшая эффективность использования материала активной среды.The disadvantage of this method of creating a gamma laser is the technological complexity of its implementation and the low efficiency of using the material of the active medium.
Наиболее близким по своей физической сущности к предлагаемому (прототипом) является способ создания инверсии заселенности ядерных уровней в материале активной среды гамма-лазера [3], заключающийся в использовании в качестве материала активной среды изотопа осмия-187, переводе некоторой доли ядер осмия-187 в возбужденное метастабильное состояние, переход которых в конечное устойчивое состояние осуществляется через промежуточный уровень энергии, причем уровень с большей энергией возбуждения распадается через гамма-излучение на более короткоживущий уровень, который обладает временем жизни, достаточным для создания в материале активной среды гамма-резонансных условий, применительно к используемому гамма-излучательному переходу.The closest in physical essence to the proposed (prototype) is a method of creating an inversion of the population of nuclear levels in the material of the active medium of a gamma laser [3], which consists in using the isotope osmium-187 as a material in the active medium, transferring a certain fraction of osmium-187 nuclei to excited metastable state, the transition of which to the final stable state is through an intermediate energy level, and the level with a higher excitation energy decays through gamma radiation into more short the current level, which has a lifetime sufficient to create gamma resonance conditions in the material of the active medium, as applied to the gamma-radiation transition used.
Для создания гамма-резонансных условий в материале активной среды в прототипе используется монокристаллический изотоп осмия-187, кроме того, предлагается производить накачку изомерного уровня 187Os с энергией около 257 кэВ и временем жизни около 230 мкс, а в качестве гамма-резонансного перехода использовать переход ядра-изомера 187Os на уровень с энергией около 101 кэВ и временем жизни около 110 нс. При этом автоматически (за счет разности времени жизни) обеспечивается инверсная заселенность указанных изомерных уровней энергии, а интенсивность накачки материала активной среды должна обеспечить только превышение вероятности испускания вынужденного гамма-излучения над вероятностью взаимодействия этого гамма-излучения с электронной оболочкой атомов 187Os.To create gamma resonance conditions in the active medium material, the prototype uses the osmium-187 single crystal isotope, in addition, it is proposed to pump the 187 Os isomer level with an energy of about 257 keV and a lifetime of about 230 μs, and use the transition as a gamma resonance transition 187 Os isomer nuclei per level with an energy of about 101 keV and a lifetime of about 110 ns. In this case, the inverse population of the indicated isomeric energy levels is automatically ensured (due to the difference in the lifetime), and the intensity of pumping the material of the active medium should ensure that the probability of emission of stimulated gamma radiation exceeds the probability of interaction of this gamma radiation with the electron shell of 187 Os atoms.
Эффективность использования материала активной среды в прототипе оценим через долю процессов взаимодействия, происходящих в монокристаллическом осмии 187Os без отдачи. Для этого определим величину фактора Дебая-Уоллера fD, который описывается выражением [4], справедливым для одноатомных кристалловThe effectiveness of using the material of the active medium in the prototype is evaluated through the proportion of the interaction processes occurring in single-crystal osmium 187 Os without recoil. For this, we determine the value of the Debye – Waller factor f D , which is described by the expression [4], which is valid for monatomic crystals
где - среднее значение энергии отдачи для связанного ядра;Where - the average value of the recoil energy for the bound nucleus;
k - постоянная Больцмана;k is the Boltzmann constant;
θD - дебаевская температура, характеризующая упругие свойства кристалла и соответствующая предельной частоте упругих колебаний кристаллической решетки;θ D is the Debye temperature characterizing the elastic properties of the crystal and corresponding to the limiting frequency of elastic vibrations of the crystal lattice;
Т - температура окружающей кристалл среды.T is the temperature of the environment surrounding the crystal.
Из [5] известно, что справедливо равенствоFrom [5] it is known that the equality
, ,
где - кинетическая энергия свободного ядра;Where - kinetic energy of the free nucleus;
Еγ, Мяд - энергия γ-перехода и масса ядра;E γ , M poison - the energy of the γ transition and the mass of the nucleus;
с - скорость света в свободном пространстве,c is the speed of light in free space,
откуда для γ-перехода ядра имеемwhence for the γ transition of the nucleus we have
. .
Дебаевская температура кристалла , зависящая от его констант упругости, может быть определена в соответствии с общепринятой формулой [6]Debye crystal temperature depending on its elastic constants can be determined in accordance with the generally accepted formula [6]
, ,
где - приведенная постоянная Планка;Where - reduced Planck constant;
- средняя скорость упругих волн в кристалле Os; is the average velocity of elastic waves in the Os crystal;
NA - число Авогадро;N A is the Avogadro number;
VOs - молярный объем Os;V Os is the molar volume of Os;
- модуль упругости Os; - elastic modulus Os;
ρOs - удельный вес Os.ρ Os is the specific gravity of Os.
С учетом справочных данных по модулю упругости и удельному весу средняя скорость упругих волн в гексагональном кристалле осмия равнаGiven the reference data on the modulus of elasticity and specific gravity the average speed of elastic waves in an osmium hexagonal crystal is
. .
После чего дебаевская температура осмия оценивается какAfter which the Debye temperature of osmium is estimated as
. .
Вычисление фактора Дебая-Уоллера для кристаллического осмия по формуле (1) при нормальной температуре окружающей среды (T=300 K) и указанных значениях оцененных выше констант дает величинуCalculation of the Debye-Waller factor for crystalline osmium according to formula (1) at normal ambient temperature (T = 300 K) and the indicated values of the constants estimated above gives the value
fD≈0,06.f D ≈ 0.06.
Еще одним фактором, приводящим к уменьшению генерации γ-излучения, является возможность снятия возбуждения ядра за счет конверсии энергии ядерного перехода в энергию атомных электронов. В соответствии с данными [9], где представлена схема β-распада материнского ядра иридия в дочернее ядро осмия , вероятность перехода γ16 (с уровня 257 кэВ на уровень 101 кэВ) ядра через K и L1 - электронные уровни составляет в сумме у(се - K1L1)=3,9·10-3 с-1 на один распад иридия . В то же время вероятность выхода γ-излучения с энергией квантов Е(γ16)=156 кэВ с учетом замечания, сделанного в [9], относительно того, что все явно в численном виде не представленные там γ-переходы ядра (в том числе и γ16) по своему вкладу в суммарное γ-излучение не превышают 0,1%, можно считатьAnother factor leading to a decrease in the generation of γ-radiation is the possibility of removing the excitation of the nucleus due to the conversion of the energy of the nuclear transition into the energy of atomic electrons. In accordance with the data of [9], where the β-decay scheme of the maternal iridium nucleus is presented in the daughter core of osmium , probability of transition of γ 16 (from the level of 257 keV to the level of 101 keV) of the nucleus through K and L 1 - the electronic levels total y (ce - K 1 L 1 ) = 3.9 · 10 -3 s -1 per iridium decay . At the same time, the probability of the yield of γ radiation with quantum energy E (γ 16 ) = 156 keV, taking into account the remark made in [9], regarding the fact that all the γ transitions of the nucleus that are not represented there explicitly in numerical form (including γ 16 ) do not exceed 0.1% in their contribution to the total γ-radiation, we can assume
, ,
что примерно на порядок меньше вероятности конверсии энергии уровня 257 кэВ через электронную компоненту.which is approximately an order of magnitude less than the probability of energy conversion of the 257 keV level through the electronic component.
После чего вероятность реализации резонансного перехода в материале активной среды из кристаллического осмия в нормальных условиях не превыситAfter that, the probability of the resonant transition in the material of the active medium from crystalline osmium in the material under normal conditions does not exceed
, ,
т.е. на каждые дочерние ядер только смогут принять участие в процессе формирования стимулированного излучения γ-квантов с энергией 156 кэВ.those. for each daughter cores only will be able to take part in the formation of stimulated emission of γ-rays with an energy of 156 keV.
Таким образом, недостатком прототипа является низкая эффективность использования материала активной среды для генерации однопроходного когерентного гамма-излучения.Thus, the disadvantage of the prototype is the low efficiency of using the material of the active medium for the generation of single-pass coherent gamma radiation.
Техническим результатом способа является повышение эффективности использования материала активной среды для генерации однопроходного когерентного гамма-излучения.The technical result of the method is to increase the efficiency of using the material of the active medium to generate single-pass coherent gamma radiation.
Технический результат достигается тем, что в способе создания инверсной заселенности ядерных уровней в материале активной среды и инициирования однопроходного когерентного гамма-излучения, включающем в себя перевод некоторой доли ядер в возбужденное метастабильное состояние и заключающемся в том, что в качестве материала активной среды используется радионуклид, причем переход ядер из возбужденного метастабильного состояния осуществляется через гамма-излучение, в качестве материала активной среды используют радионуклид, в котором осуществляется бета-распад ядер вида X(A,Z)→Y(A,Z-1) с сохранением четности начального и промежуточного возбужденного состояний, радионуклид помещают в сильное продольное однородное магнитное поле такое, что уровни энергии материнских и дочерних ядер радионуклида приобретают в этом магнитном поле сверхтонкую энергетическую структуру с квантовыми характеристиками подуровней, обусловливающими избирательное ускорение процесса бета-распада для части материнских ядер и поддержание устойчивости промежуточных возбужденных состояний дочерних ядер, на время, не превышающее время жизни метастабильного состояния рабочего промежуточного уровня энергии дочерних ядер, но достаточное для создания необходимой инверсии заселенности этого уровня, инжектируют радиоимпульсы поперечного магнитного возбуждения в материал активной среды в следующей последовательности: подают π/2-радиоимпульс малой амплитуды, после окончания действия π/2-радиоимпульса следует четвертьпериод фазовой релаксации, по истечении четвертьпериода фазовой релаксации подают π-радиоимпульс малой амплитуды, после окончания действия π-радиоимпульса следует полупериод фазовой релаксации, по истечении полупериода фазовой релаксации подают короткий радиоимпульс большой амплитуды.The technical result is achieved by the fact that in the method of creating an inverse population of nuclear levels in the material of the active medium and initiating single-pass coherent gamma radiation, which involves transferring a certain fraction of the nuclei to an excited metastable state and consisting in the use of a radionuclide as the material of the active medium, moreover, the transition of nuclei from an excited metastable state is carried out through gamma radiation, a radionuclide is used as the material of the active medium, in which there is beta decay of nuclei of the form X (A, Z) → Y (A, Z-1) with the parity of the initial and intermediate excited states being preserved, the radionuclide is placed in a strong longitudinal uniform magnetic field such that the energy levels of the parent and daughter nuclei of the radionuclide become This magnetic field has an ultrathin energy structure with quantum characteristics of sublevels that determine the selective acceleration of the beta decay process for part of the mother nuclei and maintain the stability of intermediate excited states of the daughter x nuclei, for a time not exceeding the lifetime of the metastable state of the working intermediate energy level of daughter nuclei, but sufficient to create the necessary population inversion of this level, the radio pulses of transverse magnetic excitation are injected into the material of the active medium in the following sequence: a small amplitude π / 2 radio pulse is applied , after the end of the action of the π / 2 radio pulse, a quarter-period of phase relaxation follows, after a quarter-period of the phase relaxation, a small-amplitude π-radio pulse is fed, according le closure action π-rf pulse should be half the phase relaxation time, after the half cycle of the phase relaxation fed short RF pulse of large amplitude.
Сущность изобретения поясняется на фиг. 1. На фиг. 1 изображено схематически семейство энергетических подуровней, образованных расщеплением основного энергетического уровня Е0 материнского ядра, например, радионуклида полония во внешнем сильном однородном магнитном поле напряженностью Н0, а на фиг. 2 - условная схема бета-распада ядра вида X(A,Z)→Y(A,Z-1) через промежуточные возбужденные уровни энергии, например Е1 и Е2.The invention is illustrated in FIG. 1. In FIG. 1 schematically depicts a family of energy sublevels formed by splitting the main energy level E 0 of the mother nucleus, for example, the polonium radionuclide in an external strong uniform magnetic field with intensity H 0 , and in FIG. 2 - conventional beta-decay scheme core type X (A, Z) → Y (A, Z- 1) through intermediate excited energy levels, e.g. E1 and E2.
На фиг. 1, 2 введены следующие обозначения:In FIG. 1, 2 the following notation is introduced:
, - векторы квантово-механического момента ядра и внешнего магнитного поля соответственно; , are the vectors of the quantum-mechanical moment of the nucleus and the external magnetic field, respectively;
- ядерное гиромагнитное отношение; - nuclear gyromagnetic ratio;
ε1…ε6 - разрешенные энергетические подуровни, производные от основного энергетического уровня Е0, ядра в сильном однородном магнитном поле ;ε 1 ... ε 6 - allowed energy sublevels, derivatives of the main energy level E 0 , nuclei in a strong uniform magnetic field ;
I1…I6 - разрешенные проекции квантово-механического момента ядра на направление вектора магнитного поля ;I 1 ... I 6 - allowed projections of the quantum-mechanical moment the cores in the direction of the magnetic field vector ;
"0.0" - индекс основного состояния материнского и дочернего ядра;"0.0" is the index of the ground state of the mother and daughter nucleus;
γ1…γ3 - гамма-излучательные энергетические переходы;γ 1 ... γ 3 - gamma-radiation energy transitions;
β+, ЕС - позитронный или электрон-захватный бета-распад соответственно.β + , EC - positron or electron-capture beta decay, respectively.
На фиг. 3 дано схематическое изображение устройства гамма-лазера, использующего в качестве материала активной среды радионуклид, в котором осуществляется бета-распад ядер вида X(A,Z)→Y(A,Z-1). На фиг. 3 приняты следующие обозначения:In FIG. Figure 3 shows a schematic representation of a gamma laser device using a radionuclide as an active medium material in which beta decay of nuclei of the form X (A, Z) → Y (A, Z-1) takes place. In FIG. 3 adopted the following notation:
1 - соленоид для создания сильного однородного продольного магнитного поля Н0;1 - solenoid to create a strong uniform longitudinal magnetic field H 0 ;
2 - источник электропитания соленоида;2 - power supply solenoid;
3 - открытые полосковые полеобразующие системы для создания поперечного магнитного поля H1;3 - open strip field-forming systems for creating a transverse magnetic field H 1 ;
4 - источник радиочастотных сигналов;4 - a source of radio frequency signals;
5 - симметрирующее устройство;5 - a balancing device;
6 - полый диэлектрический цилиндр;6 - hollow dielectric cylinder;
7 - материал активной среды;7 - material of the active medium;
8 - согласующие нагрузки открытых полосковых полеобразующих систем;8 - matching loads of open strip field-forming systems;
9 - заглушка.9 - a stub.
На фиг. 4 изображена временная диаграмма последовательности импульсов поперечного возбуждения в материале активной среды и появления импульса выходного гамма-излучения при использовании указанной технологии в предлагаемом устройстве. Все амплитуды импульсов на фиг. 4 приведены в относительных единицах, а все интервалы времени соотнесены друг с другом и характерными временами физических процессов, протекающих в материале активной среды в каждой фазе формирования импульса гамма-излучения.In FIG. 4 shows a timing diagram of a sequence of transverse excitation pulses in the material of the active medium and the appearance of a pulse of output gamma radiation when using this technology in the proposed device. All pulse amplitudes in FIG. 4 are given in relative units, and all time intervals are correlated with each other and the characteristic times of the physical processes occurring in the material of the active medium in each phase of the formation of a gamma-ray pulse.
Предлагаемый способ создания инверсной заселенности ядерных уровней в материале активной среды и инициирования однопроходного когерентного гамма-излучения осуществляется следующим образом:The proposed method of creating an inverse population of nuclear levels in the material of the active medium and initiating single-pass coherent gamma radiation is as follows:
1) с помощью справочных данных о физических параметрах веществ и схем распадов радионуклидов подбирают радионуклид, имеющий кристаллическую структуру с высокой плотностью атомарной упаковки, т.е. с высокой плотностью материнских ядер в кристаллической ячейке, и большим гиромагнитным отношением дочерних ядер, причем схема распада радионуклида должна соответствовать изобарному ряду с понижением заряда ядра, т.е. бета-распаду материнских ядер X в дочерние ядра Y вида X(A,Z)→Y(A,Z-1);1) using reference data on the physical parameters of substances and decay schemes of radionuclides select a radionuclide having a crystalline structure with a high atomic packing density, i.e. with a high density of mother nuclei in the crystalline cell, and a large gyromagnetic ratio of daughter nuclei, moreover, the decay scheme of the radionuclide should correspond to the isobar series with decreasing nuclear charge, i.e. beta decay of maternal nuclei X into daughter nuclei Y of the form X (A, Z) → Y (A, Z-1);
2) из материала выбранного радионуклида формируют образец требуемой, например цилиндрической, формы;2) a sample of the required, for example cylindrical, shape is formed from the material of the selected radionuclide;
3) этот образец помещают в сильное однородное продольное магнитное поле Н0, действующее вдоль оси образца, такое, что энергетические уровни материнских и дочерних ядер радионуклида приобретают в нем сверхтонкую структуру, избирательно ускоряющую процесс бета-распада части материнских ядер, имеющих сверхразрешенный квантово-механический статус бета-распада, и поддерживающую устойчивость промежуточных возбужденных состояний дочерних ядер за счет системного спинового взаимодействия ядер в сильном однородном продольном магнитном поле;3) this sample is placed in a strong uniform longitudinal magnetic field H 0 , acting along the axis of the sample, such that the energy levels of the mother and daughter nuclei of the radionuclide acquire an ultrathin structure in it, selectively accelerating the beta decay process of part of the mother nuclei having superresolved quantum-mechanical beta decay status, and supporting stability of intermediate excited states of daughter nuclei due to systemic spin interaction of nuclei in a strong uniform longitudinal magnetic field ;
4) выдерживают образец в сильном однородном продольном магнитном поле в течение времени, не превышающего время жизни метастабильного состояния рабочего промежуточного уровня энергии дочерних ядер, но достаточного для создания необходимой инверсии заселенности этого уровня, в результате чего в образце формируются один или несколько промежуточных метастабильных уровней энергии с инверсией заселенности по отношению к гамма-излучательным переходам дочерних ядер в конечное устойчивое состояние;4) the sample is held in a strong uniform longitudinal magnetic field for a time not exceeding the lifetime of the metastable state of the working intermediate energy level of daughter nuclei, but sufficient to create the necessary population inversion of this level, as a result of which one or several intermediate metastable energy levels are formed in the sample with population inversion with respect to gamma-radiative transitions of daughter nuclei to the final stable state;
5) инжектируют радиоимпульсы поперечного магнитного возбуждения в материал активной среды 7 в следующей последовательности:5) inject the radio pulses of transverse magnetic excitation into the material of the
а) подают π/2-радиоимпульс поперечного магнитного поля H1 малой амплитуды, удовлетворяющий условиямa) a π / 2 radio pulse of a transverse magnetic field H 1 of small amplitude is supplied that satisfies the conditions
, ,
где tи - длительность импульса;where t and - pulse duration;
, ,
где - величина неоднородного уширения спектра прецессирующих дочерних ядер;Where - the value of the inhomogeneous broadening of the spectrum of precessing daughter nuclei;
- средняя круговая частота процессии дочерних ядер в сильном не идеально однородном магнитном поле Н0, с частотой заполнения ω0, равной средней частоте прецессии дочерних ядер; - the average circular frequency of the procession of daughter nuclei in a strong not perfectly uniform magnetic field H 0 , with a filling frequency ω 0 equal to the average precession frequency daughter cores;
при этом магнитные моменты дочерних ядер верхних и нижних подуровней рабочего уровня энергии к концу действия этого импульса окажутся в плоскостях, компланарных поперечной плоскости xy, прецессируя вокруг продольной оси z; причем в то время, когда магнитные моменты ядер находятся в плоскости xy, ядра имеют минимальную энергетическую связь с продольным силовым магнитным полем Н0, направленным по оси z, и их магнитное квантовое число m равно нулю;in this case, the magnetic moments of the daughter nuclei of the upper and lower sublevels of the working energy level by the end of this pulse will be in planes coplanar to the transverse plane xy, precessing around the longitudinal axis z; moreover, at the time when the magnetic moments of the nuclei are in the xy plane, the nuclei have minimal energy coupling with the longitudinal magnetic force field H 0 directed along the z axis, and their magnetic quantum number m is zero;
б) после окончания действия π/2-радиоимпульса поперечного магнитного возбуждения следует четвертьпериод фазовой релаксации Δt2=π/4Δω, во время которого система секторно локализованных (условно в поперечной плоскости xy) магнитных моментов, соответствующих верхним и нижним исходным подуровням энергии и вращающихся теперь в плоскостях, компланарных плоскости xy, из-за разницы в частотах прецессий (ω0-Δω)←ω0→(ω0+Δω) начнет разбегаться, стремясь равномерно заполнить всю плоскость вращения xy, причем веерообразное разбегание моментов из первой условной полуплоскости, ограниченной осью х, во вторую и наоборот будет происходить как по часовой, так и против часовой стрелки;b) after the end of the action of the π / 2 radio pulse of transverse magnetic excitation, a quarter-period of phase relaxation Δt 2 = π / 4Δω follows, during which the system of sector-localized (conditionally in the transverse xy plane) magnetic moments corresponding to the upper and lower initial sublevels of energy and now rotate in planes coplanar to the xy plane, due to the difference in the precession frequencies (ω 0 -Δω) ← ω 0 → (ω 0 + Δω) it will start to run up, trying to uniformly fill the entire plane of rotation xy, and the fan-shaped scatter of moments from the first the second conditional half-plane bounded by the x axis to the second and vice versa will occur both clockwise and counterclockwise;
в) по истечении интервала времени Δt1 с момента начала фазовой релаксации подают π-радиоимпульс поперечного магнитного поля Н1х малой амплитуды, зеркально обращающий магнитные моменты, находящиеся в противоположных полуплоскостях, ограниченных осью х, плоскости xy относительно плоскости xz;c) after the time interval Δt 1 has elapsed since the start of the phase relaxation, a π-radio pulse of a transverse magnetic field H 1x of small amplitude is fed, which mirrors magnetic moments located in opposite half-planes bounded by the x axis, xy plane with respect to the xz plane;
г) после окончания действия π-радиоимпульса поперечного магнитного возбуждения следует интервал времени Δt2=π/2Δω, равный полупериоду фазовой релаксации, во время которого магнитные моменты ядер, продолжая свое круговое движение вокруг оси z, теперь, однако, после обращения вокруг оси x поменяют направление своего вращения на противоположное и, разделившись за время Δt1 на две условные секторные половины, будут двигаться в своих условных полуплоскостях, ограниченных осью x, навстречу друг другу, постепенно собираясь вокруг тех магнитных моментов, которые направлены в одной из этих полуплоскостей по оси y, а в другой по оси -y и обладающих круговой частотой вращения ; при этом два результирующих момента Мy и -Мy будут расти, стремясь к своим максимальным значениям; в максимуме результирующих моментов индивидуально сфазированные две подсистемы спинов получают возможность излучать в противоположенные стороны - каждая как самостоятельное целое, т.к. в этот момент для каждой из подсистем обеспечивается выполнение условия когерентного излучения (r=IN>>m);d) after the end of the action of the π-radio pulse of transverse magnetic excitation, the time interval Δt 2 = π / 2Δω is equal to the half-period of phase relaxation, during which the magnetic moments of the nuclei, continuing their circular motion around the z axis, now, however, after turning around the x axis will change its direction of rotation is reversed, and divided in a time Δt 1 into two conditional sectoral half will move in their conventional plane bounded by the axis x, towards each other, gradually gathering around the magnetic m ments which are directed to one of these half-planes of y-axis, and the other on the -y axis and having a circumferential speed ; while the two resulting moments M y and -M y will grow, striving for their maximum values; at the maximum of the resulting moments, the individually phased two subsystems of spins are able to radiate in opposite directions - each as an independent whole, because at this moment, for each of the subsystems, the coherent radiation condition is satisfied (r = IN >>m);
д) по истечении интервала времени Δt2 в момент достижения максимума результирующими магнитными моментами подсистем My и -My подают короткий радиоимпульс поперечного магнитного поля Н1х большой амплитуды, который, быстро поворачивая результирующие векторы магнитных моментов ядер My и -My вокруг оси x, создает в области малых значений возникающего при этом повороте магнитного момента Mz значительную величину производной dMz/dt, стимулируя (благодаря своей величине) гамма-излучение рабочего перехода в условиях минимальной отдачи ядер, т.е. в режиме излучения из резонансной плоскости xy когерентных гамма-квантов в очень узкой спектральной полосе, на выходе устройства в процессе действия мощного короткого стимулирующего радиоимпульса поперечного магнитного x-возбуждения формируется ультракороткий гамма-импульс с узкой диаграммой излучения, обусловленной аксиальной геометрией системы и соосностью образца материала активной среды 7 и соленоида 1.d) after the time interval Δt 2 expires at the time of reaching the maximum, the resulting magnetic moments of the subsystems M y and -M y give a short radio pulse of a transverse magnetic field H 1x of large amplitude, which, quickly rotating the resulting vectors of magnetic moments of the nuclei M y and -M y around the axis x, creates in the region of small values of the magnetic moment M z arising during this rotation, a significant value of the derivative dM z / dt, stimulating (due to its value) the gamma radiation of the working transition under conditions of minimal recoil of nuclei, i.e. In the regime of radiation from the resonance plane xy of coherent gamma rays in a very narrow spectral band, an ultrashort gamma pulse with a narrow radiation pattern due to the axial geometry of the system and the coaxiality of the material sample is formed at the output of the device during the action of a powerful short stimulating radio pulse of transverse magnetic x-excitation
Рассмотрим реализацию предлагаемого способа создания инверсной заселенности ядерных уровней в материале активной среды и инициирование однопроходного когерентного гамма-излучения.Consider the implementation of the proposed method for creating an inverse population of nuclear levels in the material of the active medium and the initiation of single-pass coherent gamma radiation.
В целях обеспечения параметрической устойчивости работы гамма-лазера для создания его активной среды может быть использован тот исходный радиоактивный материал, который в процессе формирования инверсии заселенности в этой среде не испускает энергетичных частиц с ненулевой массой покоя, таких как электроны и альфа-частицы, поскольку, как известно [10], столкновительная ионизация и возбуждение атома, вызываемые этими частицами, не селективны и плохо поддаются контролю. Более стабильными являются бета-радиоактивные материалы с выходом из материнского ядра позитрона с последующей его аннигиляцией на электронной оболочке атома или захватом ядром электрона с нижней орбиты атома, т.е. материалы, в которых осуществляется изобарный бета-распад ядер вида X(A,Z)→Y(A,Z-1), где А - суммарное число протонов и нейтронов в ядре, Z - число протонов.In order to ensure the parametric stability of the gamma laser to create its active medium, the initial radioactive material can be used that during the formation of population inversion in this medium does not emit energetic particles with a non-zero rest mass, such as electrons and alpha particles, because, As is known [10], collisional ionization and atom excitation caused by these particles are not selective and poorly controlled. Beta-radioactive materials are more stable when the positron exits the mother nucleus and then annihilates it on the electron shell of the atom or captures the electron from the lower orbit of the atom, i.e. materials in which isobaric beta decay of nuclei of the form X (A, Z) → Y (A, Z-1) takes place, where A is the total number of protons and neutrons in the nucleus, Z is the number of protons.
В соответствии с Периодической системой элементов и схемами распада радионуклидов выберем один из элементов с края области β+-радиоактивности, например, полоний . На основании данных [11] полоний испытывает распад вследствие захвата электрона (в основном с K и L электронных уровней) или испускания позитрона.In accordance with the Periodic system of elements and decay schemes of radionuclides, we choose one of the elements from the edge of the region of β + -radioactivity, for example, polonium . Based on the data of [11] polonium undergoes decay due to capture of an electron (mainly from K and L electronic levels) or emission of a positron.
Наложим на вещество радионуклида сильное однородное поле такое, что энергия его взаимодействия с электронными оболочками атомов много больше энергии взаимодействия электронных оболочек с магнитными моментами их ядер [12]We put on the substance of the radionuclide strong uniform field such that the energy of its interaction with the electron shells of atoms much more energy of interaction of electron shells with magnetic moments of their nuclei [12]
где , - полный магнитный момент электронов и магнитный момент ядра соответственно;Where , - the total magnetic moment of electrons and the magnetic moment of the nucleus respectively;
- магнитное поле, создаваемое электронами атома Ро. is the magnetic field created by the electrons of the Po atom.
Принимая оценочно и He≈106 Э (µN, МB - ядерный и электронный магнетоны соответственно), из (2) для величины внешнего однородного магнитного поля получаемTaking appraisingly and H e ≈10 6 Oe (μ N , M B are the nuclear and electron magnetons, respectively), from (2) for the value of the external uniform magnetic field we obtain
В результате действия сильного однородного магнитного поля связь магнитного момента ядра с магнитным полем электронов нарушается, и магнитные моменты электронной оболочки и ядра ориентируются относительно внешнего магнитного поля независимо друг от друга в соответствии с собственным квантово-механическими моментами и .As a result of the action of a strong uniform magnetic field relationship of the magnetic moment of the nucleus with electron magnetic field broken and magnetic moments of the electron shell and cores oriented relative to the external magnetic field independently from each other in accordance with their own quantum-mechanical moments and .
Поскольку энергия U взаимодействия ядер с внешним магнитным полем определяется скалярным произведениемSince the energy U is the interaction of nuclei with external magnetic field defined by a scalar product
, ,
то совпадавшие прежде (в отсутствие силового воздействия на систему микрочастиц) значения энергии ядер с произвольными направлениями после наложения на нее магнитного поля , удовлетворяющего по величине условию (3), начинают различаться в зависимости от взаимной ориентации и , образуя сверхтонкую структуру энергетических подуровней. Как известно из квантовой механики, количество проекций вектора квантово-механического момента ядра на внешнее магнитное поле ограничено, дискретно и равно (2I+1), где I - положительное целое или полуцелое число, которым выражается квантово-механический момент ядра (спин) через приведенную постоянную Планка , причем модуль вектора равен .then the previously coincided (in the absence of force impact on the microparticle system) values of the nuclear energy with arbitrary directions after applying a magnetic field to it satisfying condition (3) in magnitude, begin to differ depending on the relative orientation and forming the hyperfine structure of energy sublevels. As is known from quantum mechanics, the number of projections vectors of the quantum mechanical moment of the nucleus to an external magnetic field bounded, discrete, and equal to (2I + 1), where I is a positive integer or half-integer that expresses the quantum-mechanical moment of the nucleus (spin) through the reduced Planck constant , and the module of the vector is equal to .
Из [13] следует, что ядро в основном (невозбужденном) состоянии имеет спин I=5/2 и четность Р=-1. Это означает, что все ядра , находящиеся под действием поля , распределятся в пространстве по 6-ти разрешенным ориентациям вектора , имеющим проекции из следующего рядаIt follows from [13] that the kernel in the ground (unexcited) state, it has spin I = 5/2 and parity P = -1. This means that all cores under the influence of the field are distributed in space according to 6 allowed orientations of the vector having projection from the next row
I, I-1, I-2, -(I-2), -(I-1), -I.I, I-1, I-2, - (I-2), - (I-1), -I.
При этом исходный уровень энергии ядра расщепляется на 6 подуровней, снимая кратность его вырождения.In this case, the initial energy level of the nucleus splits into 6 sublevels, removing the multiplicity of its degeneracy.
В условиях термодинамического равновесия при отсутствии обменного взаимодействия между микрочастицами, находящимися на разных квантовых подуровнях, распределение системы микрочастиц по подуровням подчиняется статистике Больцмана, справедливой для невырожденных система микрочастиц, отвечающих критериюUnder conditions of thermodynamic equilibrium in the absence of exchange interaction between microparticles located at different quantum sublevels, the distribution of a system of microparticles among sublevels obeys Boltzmann statistics, which is valid for nondegenerate systems of microparticles that meet the criterion
где d - расстояние между микрочастицами;where d is the distance between the microparticles;
λБ - длина волны де Бройля для однородных микрочастиц в системе.λ B is the de Broglie wavelength for homogeneous microparticles in the system.
В случае кристаллической структуры вещества (это относится и к полонию) расстояние между соседними микрочастицами примерно соответствует двум атомарным радиусам, т.е.In the case of the crystalline structure of the substance (this also applies to polonium), the distance between adjacent microparticles approximately corresponds to two atomic radii, i.e.
d≈2·rат≈10-10 м,d≈2 · r at ≈10 -10 m,
а длина волны де Бройля для связанных в кристалле микрочастиц при , где , c - средняя скорость микрочастиц, колеблющихся вокруг своего положения равновесия в кристалле, и скорость света в свободном пространстве соответственно, определяется формулойand the de Broglie wavelength for microparticles bound in the crystal at where , c is the average speed of microparticles oscillating around their equilibrium position in the crystal, and the speed of light in free space, respectively, is determined by the formula
, ,
где m - масса микрочастиц;where m is the mass of microparticles;
k - постоянная Больцмана;k is the Boltzmann constant;
Т - абсолютная температура.T is the absolute temperature.
В результате при нормальной температуре для ядер имеем λБ≈2·10-12 м, что с учетом оценки d отвечает выполнению критерия (4) и следовательно правомерности использования статистики Больцмана при количественной оценке распределения ядер по энергетическим подуровням.As a result, at normal temperature for nuclei λ B have ≈2 · 10 -12 m, which is based on an assessment d corresponds to satisfying the criterion (4) and hence the legitimacy of using Boltzmann statistics in quantitative estimate of the distribution of nuclei on energy sublevels.
Как следует из [14], вероятность ω1 по Больцману одной микрочастицы находиться в i-м квантовом состоянии равнаAs follows from [14], the probability of ω 1 according to Boltzmann of one microparticle to be in the ith quantum state is
, ,
где µхим - химический потенциал, определяющий среднее количество микрочастиц в подсистеме, входящей в большой статистический ансамбль Гиббса;where µ chemical is the chemical potential that determines the average number of microparticles in the subsystem included in the Gibbs large statistical ensemble;
εi - i-e квантовое энергетическое состояние.ε i - ie quantum energy state.
Всего в нашем случае различных квантовых состояний - шесть, и индекс i принимает значения i=1, 2…6. Энергетический интервал Δε между соседними состояниями одинаков и равенThere are six different quantum states in our case, and the index i takes the values i = 1, 2 ... 6. The energy interval Δε between neighboring states is the same and equal
. .
Магнитный момент µI ядер в основном состоянии по данным [15] имеет величинуMagnetic moment µ I cores in the ground state according to [15] has the value
. .
Для конкретизации дальнейших оценок значение внешнего однородного магнитного поля , исходя из условия (3), принимаем равным Н0=104 Э.To specify further estimates, the value of the external uniform magnetic field based on condition (3), we take equal to H 0 = 10 4 E.
После чего интервал расщепления основного уровня ядер выражается в общепринятых единицахAfter which the interval of splitting the core level of nuclei expressed in conventional units
. .
Химический потенциал µхим может быть найден из условия нормировкиThe chemical potential μ chem can be found from the normalization condition
, ,
откуда соответствующее значение химического потенциала с учетом энергетического ряда ε1=0 эВ, ε2=3,4·10-9 эВ, … ε6=1,7·10-8 эВ равноwhence the corresponding value of the chemical potential taking into account the energy series ε 1 = 0 eV, ε 2 = 3.4 · 10 -9 eV, ... ε 6 = 1.7 · 10 -8 eV is
µхим≈-4,2·10-2 эВ.μ chem ≈ -4.2 · 10 -2 eV.
В результате все шесть квантовых состояний оказываются практически равновероятны и среднее относительное количество ядер в каждом состоянии в подсистеме равноAs a result, all six quantum states are almost equally probable and the average relative number of nuclei in each state in the subsystem is equal
. .
Следовательно, во всей системе микрочастиц, занимающей объем V и включающей в себя N∑ ядер , распределение ядер по энергетическим состояниям-подуровням будет равномернымTherefore, in the entire system of microparticles, occupying the volume V and including N ∑ nuclei , the distribution of nuclei in energy sublevels will be uniform
и квантово таким, как изображено на фиг. 1а.and quantum as shown in FIG. 1a.
В силу того, что процесс β-распада зависит от квантовых характеристик начального и последующего состояний ядра, пространственное квантование ядер после наложения на систему поля Н0 приводит к тому, что для ее ядер, имеющих разные проекции спинов, характер течения процесса β-распада будет различаться.Due to the fact that the β-decay process depends on the quantum characteristics of the initial and subsequent states of the nucleus, spatial quantization of the nuclei after superposition of the H 0 field on the system leads to the fact that for its nuclei having different spin projections the course of the β-decay process will be vary.
Параметрически вероятность λβ-перехода в единицу времени характеризуется соотношением [16]The parametric probability of a λ β transition per unit time is characterized by the relation [16]
где - постоянная β-распада;Where - constant β-decay;
В - безразмерная величина, изменяющаяся в зависимости от влияния структуры ядра на β-распад;B is a dimensionless quantity that varies depending on the influence of the structure of the nucleus on β decay;
f(Eβ,Z) - интегральная функция энергетического спектра β-распада и кулоновского взаимодействия ядра.f (E β , Z) is the integral function of the energy spectrum of β-decay and the Coulomb interaction of the nucleus.
Из (5) вытекает, что произведение τβ·f(Eβ,Z)=1/В - константа, которая является обобщенным параметром для каждого из видов β-распадных ядер, обусловленным особенностями протекания процесса β-распада. В [16] приводится также общая классификация всех известных β-переходов в зависимости от величины lg(f·τβ). В соответствии с этой классификацией и обобщенными данными, представленными в [17], минимальная величина lg(f·τβ)≈3 сопоставляется сверхразрешенным β-переходам.It follows from (5) that the product τ β · f (E β , Z) = 1 / B is a constant, which is a generalized parameter for each of the types of β-decay nuclei, due to the features of the β-decay process. In [16], a general classification of all known β transitions depending on the value of log (f · τ β ) is also given. In accordance with this classification and generalized data presented in [17], the minimum value of log (f · τ β ) ≈3 is associated with superresolved β transitions.
Для ядер по справочным данным [11] период полураспада и соответственно его постоянная равны мин и τβ=350/ln2≈500 мин, а численное значение интегральной функции f(Eβ,Z), оцениваемое суммой вероятностей выхода всего спектра γ-излучения и конверсионных электронов на один β-распад ядер , имеет величинуFor cores according to reference data [11], the half-life and, accordingly, its constant are equal min and τ β = 350 / ln2≈500 min, and the numerical value of the integral function f (E β , Z), estimated by the sum of the probabilities of the output of the whole spectrum of γ-radiation and conversion electrons to one β-decay of nuclei has the value
, ,
поэтому логарифм их произведения составляетtherefore, the logarithm of their product is
. .
Отсюда следует, что по классификации, принятой в [16], β-переходы ядер относятся к переходам нормально разрешенным.It follows that, according to the classification adopted in [16], β-transitions of nuclei refer to transitions normally allowed.
Основным β-процессом в распаде материнских ядер является электронный захват, а вероятность позитронного канала распада в сравнении с электронным захватом мала (yβ+≈5·10-3 с-1). Это позволяет упростить поиск предполагаемого рабочего уровня, пригодного для формирования активной среды, среди общей картины возбуждения промежуточных энергетических уровней дочерних ядер .The main β-process in the decay of maternal nuclei is electron capture, and the probability of a positron decay channel in comparison with electron capture is small (y β + ≈5 · 10 -3 s -1 ). This allows us to simplify the search for the estimated working level suitable for the formation of an active medium among the general picture of the excitation of intermediate energy levels of daughter nuclei .
Исходя из концепции обеспечения инверсии заселенности ядерных уровней непосредственно в процессе β-распада, в энергетической картине возбуждения дочерних ядер выделим промежуточный уровень, в общем вероятностном потоке β-превращений заполняемый с наибольшей вероятностью.Based on the concept of ensuring the inversion of the population of nuclear levels directly in the process of β-decay, in the energy picture of the excitation of daughter nuclei we select an intermediate level that is most likely to be filled in the general probabilistic flow of β-transformations.
В соответствии с [11] искомыми промежуточными состояниями β-перехода материнских ядер из своего начального состояния со спином I=5/2 и четностью Р=-1 являются возбужденные разновероятные состояния дочерних ядер в диапазоне энергий от Е1=0,66 МэВ до Е15=2,4 МэВ. Спины этих промежуточных состояний имеют значения от 3/2 до 7/2. При этом заведомо менее вероятные состояния, отвечающие β-переходам с изменением четности, с уровнями энергий возбуждения ядер Е13=2,0 МэВ и Е15=2,4 МэВ, обусловленные электронными захватами ЕС2 и ЕС1 соответственно, составляют примерно пятую часть всех переходов исходных ядер In accordance with [11], the sought intermediate states of the β-transition of mother nuclei from their initial state with spin I = 5/2 and parity P = -1 are excited unlikely states of daughter nuclei in the energy range from E 1 = 0.66 MeV to E 15 = 2.4 MeV. The spins of these intermediate states have values from 3/2 to 7/2. In this case, obviously less probable states corresponding to β transitions with a change in parity, with levels of nuclear excitation energies E 13 = 2.0 MeV and E 15 = 2.4 MeV, due to electron captures of EC 2 and EC 1, respectively, make up about a fifth of all transitions of the source nuclei
. .
Наиболее вероятные β-переходы ядер совершаются на промежуточные уровни Е2=0,74 МэВ и Е4=0,99 МэВ после электронных захватов ЕС4 и ЕС3 соответственно и доминируют над остальными, составляя четыре пятых всех переходов исходных ядер The most likely β transitions of nuclei occur at intermediate levels E 2 = 0.74 MeV and E 4 = 0.99 MeV after electron captures of EU 4 and EU 3, respectively, and dominate the rest, making up four fifths of all transitions of the source nuclei
. .
Вследствие независимости слабого (определяющего β-радиоактивность) и сильного (определяющего структуру ядра) взаимодействий от магнитного поля уровня 104 Гс принципиальная схема возбужденных промежуточных состояний и энергетических переходов дочерних ядер после наложения на исходную систему материнских ядер однородного магнитного поля напряженностью Н0 остается неизменной. Однако в силу появления у ядер в магнитном поле Н0 дополнительной квантовой характеристики - проекции спина для части материнских ядер β-переходы будут осуществляться с большими вероятностями.Due to the independence of the weak (determining β-radioactivity) and strong (determining the structure of the nucleus) interactions from a magnetic field of the level of 10 4 G, the concept of excited intermediate states and energy transitions of daughter nuclei after superimposing on the original system of mother cores homogeneous magnetic field strength H 0 remains unchanged. However, due to the appearance of nuclei in a magnetic field H 0 an additional quantum characteristic - spin projection for part of the mother cores β-transitions will occur with high probability.
Естественно, к таким ядрам относятся те, которые в результате β-перехода выходят на промежуточные уровни со спином 5/2 и четностью - 1. Среди возбужденных состояний дочерних ядер имеются три промежуточных энергетических уровня с требуемыми квантовыми характеристиками: Е5=1,1 МэВ, Е8=1,3 МэВ и Е11=1,7 МэВ. Из них уровни Е8 и Е11 можно не принимать в расчет, поскольку вероятности их реализации много меньше, чем уровня Е5 Naturally, to such kernels include those that, as a result of the β-transition, go to intermediate levels with
. .
В итоге видно, что в первом приближении в качестве рабочего промежуточного энергетического уровня ядер , приемлемого для формирования активной среды гамма-лазера, больше других подходит уровень Е5.As a result, it can be seen that, to a first approximation, as a working intermediate energy level of nuclei acceptable for the formation of the active medium of a gamma laser, the level E 5 is most suitable.
Медленный характер β-переходов ядер позволяет считать, что за среднее время β-перехода (τβ≈500 мин), а также в предположении метастабильности уровня Е5, рабочий энергетический уровень дочернего ядра по аналогии с начальным уровнем материнского успевает в процессе пространственного квантования дочерних ядер в магнитном поле Н0 расщепиться на подуровни.Slow nature of β-transitions of nuclei allows us to assume that for the average time of the β-transition (τ β ≈500 min), and also assuming metastability of the E 5 level, the working energy level of the daughter nucleus, by analogy with the initial level of the mother nucleus, is in time during the spatial quantization of daughter nuclei in a magnetic field of H 0 split into sublevels.
В результате такие квантовые характеристики, как квантово-механический момент количества движения, его проекция на направление магнитного поля Н0, а также четность, в процессе β-переходов с подуровней материнских ядер на соответствующие подуровни уровня Е5 дочерних ядер остаются неизменными. Это дает возможность отнести данные β-переходы к фермиевским [18], совершающимся с максимальной вероятностью. Как уже отмечалось в [16, 17], максимальная вероятность по факту соответствует β-переходам, для которых значение lg(f·τβ)≈3. При неизменности энергетического спектра β-распада - в случае электронного захвата в качестве опорного может рассматриваться спектр сопровождающих захват электронных нейтрино, вылетающих из материнского ядра - функция f в произведении f·τβ также постоянна. Следовательно, в условиях, реализуемых для β-переходов на уровень Е5 ядер , изменение величины lg(f·τβ) связано с изменением постоянной времени рассматриваемого канала β-распада. Отмечаемое здесь уменьшение величины lg(f·τβ) со значения ≈4,6 характерного для β-распада ядер в невозмущенном состоянии, до значения ≈3, соответствующего β-распаду ядер на уровень Е5 ядер в магнитном поле Н0, означает уменьшение постоянной распада τβ(Е5) и ускорении распада соответствующих материнских ядер примерно в 40 раз.As a result, such quantum characteristics as the quantum-mechanical angular momentum, its projection on the direction of the magnetic field H 0 , as well as parity, in the process of β-transitions from the sublevel of the parent nuclei to the corresponding sublevels of level E of 5 daughter cores remain unchanged. This makes it possible to attribute these β transitions to Fermi transitions [18], which occur with maximum probability. As already noted in [16, 17], the maximum probability in fact corresponds to β transitions for which the value log (f · τ β ) ≈3. If the energy spectrum of β decay remains unchanged — in the case of electron capture, the spectrum of electron neutrinos accompanying capture from the mother nucleus can be considered as a reference — the function f in the product f · τ β is also constant. Therefore, under the conditions realized for β-transitions to the level of E 5 nuclei , a change in lg (f · τ β ) is associated with a change in the time constant of the β-decay channel under consideration. The decrease in the value of log (f · τ β ) noted here from ≈4.6 characteristic of β-decay of nuclei in an unperturbed state, to a value of ≈3, corresponding to β-decay of nuclei to level E 5 cores in a magnetic field H 0 , means a decrease in the decay constant τ β (E 5 ) and an acceleration of the decay of the corresponding mother nuclei about 40 times.
С учетом того, что рассматриваемый канал β-распада допускает и гамов-теллеровские [18] нормально разрешенные β-переходы с ΔI=(0, ±1), для β-переходов на уровень Е5 ядер в магнитном поле Н0 имеем ветви с различными постоянными распада ядер Taking into account the fact that the considered β-decay channel also admits Gamma-Teller [18] normally allowed β-transitions with ΔI = (0, ± 1), for β-transitions to the level of E 5 cores in a magnetic field H 0 we have branches with different decay constants of nuclei
1) для обычных нормально разрешенных β-переходов;one) for ordinary normally allowed β-transitions;
2) для ускоренных сверхразрешенных β-переходов.2) for accelerated superresolved β transitions.
После чего предельно возможную заселенность уровня дочерних ядер , устанавливающуюся к моменту времени t в процессе β-распада материнских ядер , можно предварительно - в предположении, что время жизни уровня велико - оценивать из выраженияAfter which the maximum possible population level daughter cores established at time t in the process of β-decay of mother nuclei , it is possible preliminary - under the assumption that the lifetime of the level great - evaluate from expression
где - исходное количество ядер ;Where - initial number of cores ;
- суммарная (подсчитанная по всем возможным гамма- и конверсионным переходам) вероятность реализации уровня ядер при β-распаде ядер . - total (calculated for all possible gamma and conversion transitions) probability of level realization cores with β decay of nuclei .
Из (6), к примеру, следует, что к моменту времени заселенность уровня Е5 составляет , а к моменту .From (6), for example, it follows that by the time the population of level E 5 is , and by the time .
Для изолированного ядра оценка времени жизни γ-уровня Е5-τγ(Е5) в пренебрежении вкладом в разгрузку этого уровня конверсионных электронов может быть проведена, если обратиться к формулам Вайскопфа [19] для вероятностей излучения электрического и магнитного мультиполей YE и YM, полученным на основе одночастичной модели ядраFor an isolated core, the estimate of the lifetime of the γ level is E 5 -τ γ (E 5 ), neglecting the contribution of conversion electrons to this level of unloading can be carried out if we turn to the Weisskopf formulas [19] for the radiation probabilities of the electric and magnetic multipoles Y E and Y M obtained on the basis of a single-particle model of the nucleus
где и - электрический и магнитный мультипольные моменты соответственно;Where and - electric and magnetic multipole moments, respectively;
и - электрический и магнитный моменты, обусловленные намагничиванием системы; and - electric and magnetic moments due to the magnetization of the system;
l - порядок мультипольного момента, равный моменту количества движения ΔI, уносимого γ-квантами при излучении, в единицах ;l is the order of the multipole moment equal to the angular momentum ΔI carried away by γ-quanta during radiation, in units ;
m - порядок проекции мультипольного момента (в единицах Q или М) на ось симметрии системы z, т.е. на направление приложенного к системе поля Н0;m is the order of projection of the multipole moment (in units of Q or M) on the axis of symmetry of the system z, i.e. in the direction of the field H 0 applied to the system;
- волновое число; - wave number;
(2l+1)!!=1·3·5…(2l+1).(2l + 1) !! = 1 · 3 · 5 ... (2l + 1).
Набор возможных значений 1 и m определяется правилами отбора [20, 21] по моменту количества движения и четностиThe set of possible values of 1 and m is determined by the selection rules [20, 21] according to the moment of momentum and parity
где lЕ и lM - порядок электрического и магнитного мультиполей соответственно.where l E and l M are the order of the electric and magnetic multipoles, respectively.
Как следует из [11], возможные γ-переходы (γ21, γ36) с уровня возбуждения Е5 ядра осуществляются на уровни Е2 и Е0 As follows from [11], possible γ-transitions (γ 21 , γ 36 ) from the excitation level E 5 of the nucleus carried out at levels E 2 and E 0
, ,
, ,
происходят без изменения четности и уносят в случае γ21→|ΔI|=1, а в случае γ36→|ΔI|=2. В соответствии с [21, табл. 18] переход γ21, подчиняясь правилам отбора (8), может осуществляться как излучение магнитного квазидиполя (M1) либо электрического квазиквадруполя (Е2). Определенность в этом вопросе вносят данные [15] по магнитным и электрическим моментам 207Ро и 207Bi в основных состоянияхoccur without changing parity and carry away in the case of γ 21 → | ΔI | = 1, and in the case of γ 36 → | ΔI | = 2. In accordance with [21, tab. 18] the transition γ 21 , obeying the selection rules (8), can be carried out as the radiation of a magnetic quasidipole (M1) or an electric quasiquadrupole (E2). The data [15] on the magnetic and electric moments of 207 Po and 207 Bi in the ground states contribute to certainty.
, ,
, ,
, ,
, ,
где - ядерный магнетон;Where - nuclear magneton;
- собственный (внутренний) электрический квадрупольный момент ядра, отнесенный к единичному заряду 4,8·10-10 СГСЭ. - intrinsic (internal) electric quadrupole moment of the nucleus, attributed to a unit charge of 4.8 · 10 -10 SGSE.
Принимая во внимание величины магнитных и электрических моментов 207Ро и 207Bi и соотношения (7), можно записатьTaking into account the magnitudes of the magnetic and electric moments of 207 Po and 207 Bi and relations (7), we can write
, ,
что указывает на магнитный характер перестройки ядра при его β-переходе в ядро . Этот вывод подтверждает также смена знака электрического квадруполя с положительного на отрицательный, что говорит о приобретаемой в распределении заряда дочернего ядра поперечной направлению спина эллипсности. Тогда в соответствии с магнитным характером диполя (Е5-γ21) и его набором квантовых чисел l=lM=1 вычислим значение YM(γ21) из (7), предположив, что магнитные моменты различных состояний ядра соотносятся друг с другом так же, как их квантово-механические моменты, после чего допустимо считатьwhich indicates the magnetic nature of the rearrangement of the nucleus during its β-transition to the nucleus . This conclusion also confirms the change in the sign of the electric quadrupole from positive to negative, which indicates the transverse direction of the ellipse spin acquired in the charge distribution of the daughter nucleus. Then, in accordance with the magnetic nature of the dipole (E 5 -γ 21 ) and its set of quantum numbers l = l M = 1, we calculate the value Y M (γ 21 ) from (7), assuming that the magnetic moments of different states of the nucleus relate to each other in the same way as their quantum-mechanical moments, after which it is permissible to consider
и следовательноand therefore
. .
Значение , наведенное внешним магнитным полем Н0, аналогично прецессирующим электронам, определим через прецессию момента вокруг направления , руководствуясь изложенным в [22]. Согласно [22] вектор направлен встречно вектору и по величине в единицах СГС равенValue induced by an external magnetic field H 0 , similarly to precessing electrons, we define through the precession of the moment around the direction guided by the above [22]. According to [22], the vector directed counter to vector and in terms of units of GHS equal
где ZBi=83 - заряд ядра в единичных зарядах;where Z Bi = 83 is the charge of the nucleus in unit charges;
е - единичный заряд;e is the unit charge;
- Ларморова круговая частота прецессии ядер вокруг ; - Larmorov circular frequency of nuclear precession around ;
- гиромагнитное отношение магнитного и механического моментов ядер ; - gyromagnetic ratio of the magnetic and mechanical moments of the nuclei ;
- проекция эффективной площади спинового тока ядра на плоскость, перпендикулярную направлению . - projection of the effective area of the nuclear spin current to a plane perpendicular to the direction .
Величину можно выразить через электрический момент , используя соотношение [23]Value can be expressed in terms of electric moment using the relation [23]
где а и b - полуоси эллипса в сечении распределения заряда по ядру .where a and b are the semiaxes of the ellipse in the cross section of the charge distribution over the core .
С учетом (10) и того, что для ядра а>b, выражение для оценки приобретает видTaking into account (10) and the fact that for the core a> b, expression for evaluation takes on the form
Заменяя в (9) его выражением (11), получаемReplacing in (9) by its expression (11), we obtain
где k - безразмерный коэффициент.where k is the dimensionless coefficient.
Подстановка численных значений физических величин, входящих в коэффициент k, дает его значение, равное k=2·10-12. Поскольку, как уже было отмечено, , то с учетом (12) справедливо такжеSubstitution of the numerical values of the physical quantities included in the coefficient k gives its value equal to k = 2 · 10 -12 . Because, as already noted, , then, taking into account (12),
где ΩBi - круговая частота вращения ядра вокруг собственной оси (спиновая частота). Т.е. выполняется , что, как известно из динамики вращательного движения [24], свидетельствует об устойчивом псевдорегулярном характере прецессии ядер , охваченных магнитным полем H0.where Ω Bi is the circular core rotation frequency around its own axis (spin frequency). Those. performed , which, as is known from the dynamics of rotational motion [24], indicates a stable pseudo-regular nature of nuclear precession covered by a magnetic field H 0 .
В итоге с учетом пренебрежимой малости k выражение (7) упрощается и для магнитного характера излучения принимает видAs a result, taking into account the negligible smallness of k, expression (7) is simplified and takes the form for the magnetic nature of the radiation
и при подстановке в него значений физических величин для γ-перехода γ21 с энергией Еγ21=0,40 МэВ имеем индивидуальную вероятность спонтанного излучения изолированного ядра , равнуюand substituting the physical quantities for the γ-transition γ 21 with energy E γ21 = 0.40 MeV into it, we have the individual probability of spontaneous emission of an isolated nucleus equal to
, ,
и соответственно время жизни уровня Е5 and accordingly the lifetime of level E 5
. .
В то же время для γ-перехода γ36 с энергией Еγ36=1,14 МэВ, отвечающего электрическому квадрупольному излучению, эта вероятность выражается из (7) какAt the same time, for the γ transition γ 36 with energy E γ36 = 1.14 MeV corresponding to electric quadrupole radiation, this probability is expressed from (7) as
и численно равнаand numerically equal
, ,
что соответствуетwhich corresponds
. .
Однако во внешнем магнитном поле Н0 при устойчивом характере прецессии вокруг направления Н0 системы микрочастиц, обладающих спином, возникает групповое взаимодействие этих микрочастиц, которое заметно изменяет первичную оценку времени жизни .However, in an external magnetic field H 0 with a stable nature of the precession around the H 0 direction of the system of microparticles with spin, a group interaction of these microparticles arises, which noticeably changes the initial estimate of the lifetime .
Динамический отклик, характеризующий адаптивную способность двухуровневой системы (например, ядер ), как псевдодиполя, на приложенное извне возмущающее поле описывается уравнением Лиувилля [25], которое идентично уравнению Блоха для магнитного резонанса ядерного магнитного диполя, т.е. двухуровневую систему можно рассматривать как псевдоспиновую. Излучение спиновой системы, отождествляемой с магнитным псевдодиполем, в случае приложенного извне стационарного магнитного поля Н0 может происходить только при изменении во времени составляющей магнитного момента прецессирующих элементов спиновой системы, направленной вдоль поля Н0, т.е. в процессе изменения угла прецессии спинов. Изменения угла прецессии отдельных ядерных спинов возможны как за счет взаимодействия между соседними ядерными моментами, так и за счет взаимодействия ядерных спинов с "решеткой", как следствие теплового движения [26]. При этом под "решеткой" понимают все другие степени свободы микрочастиц вещества, кроме спина.Dynamic response characterizing the adaptive ability of a two-level system (for example, cores ), as a pseudodipole, to a disturbing field applied externally, is described by the Liouville equation [25], which is identical to the Bloch equation for the magnetic resonance of a nuclear magnetic dipole, i.e. a two-level system can be considered as a pseudospin. Radiation of a spin system identified with a magnetic pseudo-dipole in the case of a stationary magnetic field H 0 applied externally can occur only when the magnetic moment component of the precessing elements of the spin system directed along the field H 0 changes, i.e. in the process of changing the angle of precession of the spins. Changes in the precession angle of individual nuclear spins are possible both due to the interaction between neighboring nuclear moments, and due to the interaction of nuclear spins with the "lattice", as a result of thermal motion [26]. Moreover, by "lattice" is meant all other degrees of freedom of microparticles of a substance, except for spin.
Если предположить, что возмущающее магнитное поле H1 мало в сравнении с полем Н0, то энергия прецессирующей спиновой системы определяется в основном ориентацией ядерных магнитных моментов относительно поля Н0. Поэтому чистое спин-спиновое взаимодействие не может изменить эту энергию, т.е. оно не влияет на результирующую намагниченность Mz в направлении оси z, соответствующей направлению магнитного поля Н0. Чтобы изменить намагниченность Mz, необходим обмен энергией с решеткой; только при взаимодействии ядерных моментов с другими (трансляционными, колебательными и вращательными, кроме спиновых) степенями свободы может установиться равновесие, соответствующее температуре вещества. Процесс установления равновесия зависит от релаксационных механизмов и характеризуется временем продольной (вдоль оси z) релаксации Т1 и временем поперечной релаксации Т2 [27]. Время продольной релаксации Т1 в основном определяется спин-решеточным взаимодействием, тогда как время зависит также от спин-спинового взаимодействия и от неоднородности поля Н0.If we assume that the perturbing magnetic field H 1 is small in comparison with the field H 0 , then the energy of the precessing spin system is determined mainly by the orientation of the nuclear magnetic moments relative to the field H 0 . Therefore, a pure spin-spin interaction cannot change this energy, i.e. it does not affect the resulting magnetization M z in the direction of the z axis, corresponding to the direction of the magnetic field H 0 . To change the magnetization M z , an energy exchange with the lattice is necessary; only in the interaction of nuclear moments with other (translational, vibrational, and rotational, except spin) degrees of freedom can an equilibrium be established corresponding to the temperature of the substance. The process of establishing equilibrium depends on relaxation mechanisms and is characterized by the longitudinal (along the z axis) relaxation time T 1 and the transverse relaxation time T 2 [27]. The longitudinal relaxation time T 1 is mainly determined by the spin-lattice interaction, while the time also depends on the spin-spin interaction and on the inhomogeneity of the field H 0 .
Величину, обратную времени релаксации T1, можно рассматривать как меру вероятности изменения величины Mz [28] и считать для продольной релаксацииThe reciprocal of the relaxation time T 1 can be considered as a measure of the probability of a change in the value of M z [28] and considered for longitudinal relaxation
, ,
аналогично для поперечной релаксацииsimilar for lateral relaxation
, ,
где p и q* - весовые коэффициенты.where p and q * are weights.
В случае идеально однородного поля Н0 In the case of an ideally uniform field H 0
где вероятность W2 отвечает за результирующее спин-решеточное и спин-спиновое взаимодействия без учета факторов неоднородности поля Н0.where the probability W 2 is responsible for the resulting spin-lattice and spin-spin interactions without taking into account the factors of field non-uniformity Н 0 .
Имея в виду, что спин-решеточное взаимодействие характеризуется вероятностью W1, можно записатьBearing in mind that the spin – lattice interaction is characterized by the probability W 1 , we can write
, ,
где вероятность характеризует спин-спиновое взаимодействие.where is the probability characterizes spin-spin interaction.
Тогда время спин-спиновой релаксации можно связать с вероятностью через свой весовой коэффициент Then the spin-spin relaxation time can be associated with probability through its weight coefficient
и в итоге для времени поперечной релаксации Т2 получить соотношениеand as a result, for the transverse relaxation time T 2 to obtain the ratio
При необходимости неоднородность поля Н0 можно учесть в (13) через вероятность ядра оказаться в магнитном поле, отличном от Н0 на величину δН0 If necessary, the heterogeneity of the field H 0 can be taken into account in (13) through the probability of the nucleus being in a magnetic field other than H 0 by δH 0
, ,
которая в случае поперечной (поперек оси z) неоднородности складывается с вероятностью W2 линейно, так чтоwhich in the case of a transverse (across the z axis) heterogeneity is added linearly with probability W 2 , so that
, ,
а в случае продольной (вдоль оси z) неоднородности - квадратично [28]and in the case of longitudinal (along the z axis) heterogeneity - quadratically [28]
. .
Например, при доминирующем вкладе поперечного градиента поля Н0 над продольным выражение (13) переходит в соотношениеFor example, with the dominant contribution of the transverse gradient of the field H 0 over the longitudinal, expression (13) becomes
с расширенной полосой ядерного резонанса прецессирующих спинов.with an extended nuclear resonance band of precessing spins.
В принципе произвести динамическое изменение продольной намагниченности Mz, т.е. дестабилизировать энергетическое состояние прецессирующих микрочастиц, находящихся в равновесии, можно и не прибегая к интенсивному воздействию на систему, а используя механизм нутации. Нутация (изменение угла прецессии) легко возбуждается приложением к системе дополнительного переменного поперечного магнитного поля Н⊥=Н1. В отсутствие преднамеренной генерации возмущающего поля H1 его величина определяется возможными случайными проявлениями поперечных магнитных полей. В естественных условиях источником таких флуктуаций могут быть, например, непериодические вариации магнитного поля земли ΔHзем, поэтому при выполнении оценок адаптивности системы микрочастиц для величины поля, дестабилизирующего состояние системы, допустимо принятьIn principle, produce a dynamic change in the longitudinal magnetization M z , i.e. It is possible to destabilize the energy state of precessing microparticles that are in equilibrium without resorting to an intense effect on the system, but using the nutation mechanism. Nutation (a change in the angle of precession) is easily excited by applying to the system an additional alternating transverse magnetic field H ⊥ = H 1 . In the absence of deliberate generation of a disturbing field H 1, its value is determined by possible random manifestations of transverse magnetic fields. Under natural conditions, the source of such fluctuations can be, for example, non-periodic variations of the Earth’s magnetic field ΔH Zem ; therefore, when evaluating the adaptability of a microparticle system for a field that destabilizes the state of the system, it is acceptable
H1≈ΔHзем.H 1 ≈ΔH land
При таком флуктуационном воздействии на рассматриваемую систему выполняется Hz>>H1 и соответственно Mz>>М1 и максимальная величина возмущенного относительного изменения продольной намагниченности δMz, вызванного возмущением, равнаWith such a fluctuation effect on the system under consideration, H z >> H 1 and, accordingly, M z >> M 1 and the maximum perturbed relative change in the longitudinal magnetization δM z caused by the perturbation is equal to
, ,
где - полная намагниченность.Where - full magnetization.
В рамках релаксационной теории выражение для оценки отношения М1/М в случае нестационарного возбуждения слабым полем H1 спиновой системы, охваченной сильным продольным полем Н0, вытекает из рассмотрения [29]In the framework of the relaxation theory, the expression for estimating the M 1 / M ratio in the case of unsteady excitation by a weak field H 1 of a spin system covered by a strong longitudinal field H 0 follows from consideration [29]
где - компонента поперечной намагниченности, отвечающая за поглощение энергии возбуждения;Where - the component of the transverse magnetization, responsible for the absorption of excitation energy;
τ=γH1Δt, α=1/(γH1T1), β=1/(γH1T2) - безразмерные величины;τ = γH 1 Δt, α = 1 / (γH 1 T 1 ), β = 1 / (γH 1 T 2 ) - dimensionless quantities;
Δt - длительность воздействия на систему поперечного поля H1;Δt is the duration of the impact on the system of the transverse field H 1 ;
- коэффициент, характеризующий начальное (до появления поля H1) значение продольной намагниченности . - coefficient characterizing the initial (before the appearance of the field H 1 ) the value of longitudinal magnetization .
Отметим, что выражение (14) получено в предположении относительно короткого возмущающего воздействия, такого чтоNote that expression (14) is obtained under the assumption of a relatively short disturbing action, such that
где - период нутации.Where - nutation period.
Принимая во внимание, что при идеальной однородности поля H0 из соотношения (13) при равновероятном вкладе в поперечную релаксацию спин-решеточного и спин-спинового взаимодействий (p≈r) следует неравенство T1>Т2, которое на практике [30, фиг. 2.12] всегда является сильным T1>>Т2. Далее, если в соответствии с установленным соотношением между T1 и Т2, например, положить конкретно Т1≈4Т2 и, воспользовавшись выражением для величины возбуждающего поля H1 [31]Taking into account that, with perfect uniformity of the field H 0, relation (13) with an equally probable contribution to the transverse relaxation of the spin-lattice and spin-spin interactions (p≈r) implies the inequality T 1 > T 2 , which in practice [30, FIG. . 2.12] is always strong T 1 >> T 2 . Further, if, in accordance with the established ratio between T 1 and T 2 , for example, we put specifically T 1 ≈ 4T 2 and, using the expression for the value of the exciting field H 1 [31]
, ,
соответствующим максимальному поглощению при стационарном возбуждении, для времени поперечной релаксации получаем ориентировочно T2≈TN/4π. Подставляя это ориентировочное соотношение между Т2 и TN, соответствующее некоторому приближению к максимально эффективному взаимодействию между возбуждающим полем H1 и системой прецессирующих спинов, в (14), для максимального значения относительного изменения δMZ получаем предельно простую оценкуcorresponding to the maximum absorption under stationary excitation, for the transverse relaxation time, we obtain approximately T 2 ≈T N / 4π. Substituting this approximate relation between T 2 and T N , corresponding to a certain approximation to the maximum effective interaction between the exciting field H 1 and the system of precessing spins, in (14), for the maximum value of the relative change δM Z we get an extremely simple estimate
Оптимальная длительность возмущающего воздействия Δtопт, одновременно удовлетворяющая условию (15) и соответствующая верхней оценке (16), может быть выбрана приближенно в соответствии с соотношением Т2≈4Δt. С учетом этого (16) переходит к видуThe optimal duration of the disturbing action Δt opt , simultaneously satisfying condition (15) and corresponding to the upper bound (16), can be chosen approximately in accordance with the relation T 2 ≈4Δt. With this in mind, (16) goes over to the form
Подставляя в (17) численные значенияSubstituting numerical values in (17)
ϒBi=2π·684,3≈4,3·103 Гц/Гс [32];ϒ Bi = 2π · 684.3≈4.3 · 10 3 Hz / G [32];
ΔHзем≈0,1Hзем≈0,05 Э в средних широтах [33];ΔH ≈0,1H zem zem ≈0,05 E at mid-latitudes [33];
- среднее значение для протонов в чистых жидкостях [34, табл. Г. 6], is the average value for protons in pure liquids [34, tab. G. 6],
для системы прецессирующих микрочастиц, состоящей из ядер , находимfor a system of precessing microparticles consisting of nuclei we find
. .
Как видно из (7), с учетом квадратичной зависимости вероятности спонтанного излучения отдельно взятого мультиполя YM(l,m) от магнитного момента Ml,m можно полагать, что в условиях группового взаимодействия спиновых микрочастиц в сильном однородном магнитном поле эта вероятность уменьшается в соответствии с равенством Ml,m=µl,mδMz в раз. Система спиновых микрочастиц как бы "замораживается" в приложенном сильном однородном магнитном поле. Из этого следует, что при групповом взаимодействии ядер в сильном однородном магнитном поле Н0=104 Э время жизни их возбужденного уровня Е5 заметно возрастает. Например, для перехода γ21 вместо для изолированных ядер актуальное время жизни с учетом группового взаимодействия в рамках релаксационной теории составляетAs can be seen from (7), taking into account the quadratic dependence of the probability of spontaneous emission of a single multipole Y M (l, m) on the magnetic moment M l, m, we can assume that under conditions of group interaction of spin microparticles in a strong uniform magnetic field, this probability decreases according to the equality M l, m = μ l, m δM z in time. The system of spin microparticles is as if “frozen” in an applied strong uniform magnetic field. It follows from this that in the case of group interaction of nuclei in a strong uniform magnetic field H 0 = 10 4 Oe, the lifetime of their excited level E 5 increases markedly. For example, for the transition γ 21 instead for isolated nuclei, the actual lifetime, taking into account group interaction in the framework of the relaxation theory, is
. .
Однако более точным и корректным подходом к оценке вероятности γ-перехода ядер, находящихся в сильном однородном магнитном поле, является оценка, производимая при квантово-механическом описании явления ядерной индукции.However, a more accurate and correct approach to estimating the probability of a gamma transition of nuclei in a strong uniform magnetic field is the estimate made in the quantum-mechanical description of the phenomenon of nuclear induction.
Пусть, по-прежнему, возбуждающее магнитное поле H1 поляризовано линейно и поперечно внешнему однородному магнитному полю Н0. Из-за спинового взаимодействия ближайших друг к другу ядер резонансная область прецессирующих ядер размывается, так что вводят некоторое весовое спектральное распределение резонансных частот для отдельных спиновых групп в образце вещества g(ν), причем для вычисления вероятности перехода функция g(ν) должна удовлетворять условию нормировкиSuppose, as before, that the exciting magnetic field H 1 is polarized linearly and transversely to the external uniform magnetic field H 0 . Due to the spin interaction of the nuclei nearest to each other, the resonance region of the precessing nuclei is smeared out, so that some weighted spectral distribution of resonance frequencies for individual spin groups in the sample of matter g (ν) is introduced, and to calculate the transition probability, the function g (ν) must satisfy the condition normalization
. .
Тогда для средней вероятности энергетического перехода (Е0→En) спинового ансамбля, отнесенной к единице времени, можно записатьThen, for the average probability of the energy transition (E 0 → E n ) of the spin ensemble per unit time, we can write
, ,
где - общая вероятность перехода.Where - general probability of transition.
Для квантовых переходов ядер, имеющих спин I, с магнитными квантовыми числами m, соответствующими ряду m=-I (предельный верхний уровень), m=-(I+Δm), … m=I (предельный нижний уровень), с квантовым приращением Δm=-1, средняя вероятность перехода поглощения, отвечающего возбуждению системы, с уровня m на уровень m-1, отнесенная к единице времени, как следует из [35], равнаFor quantum transitions of nuclei having spin I, with magnetic quantum numbers m corresponding to the series m = -I (upper limit), m = - (I + Δm), ... m = I (lower limit), with a quantum increment Δm = -1, the average probability of the transition of the absorption corresponding to the excitation of the system from level m to level m-1, referred to a unit of time, as follows from [35], is
где - матричный элемент магнитного возмущения;Where - matrix element of magnetic disturbance;
- оператор поперечной составляющей магнитного момента спиновой микрочастицы. - the operator of the transverse component of the magnetic moment of the spin microparticle.
С учетом соотношения [36] для матричного элементаGiven the relation [36] for the matrix element
выражение (18) для средней вероятности перехода ансамбля спиновых микрочастиц с подуровня m на уровень m-1 преобразуется к видуexpression (18) for the average probability of the transition of an ensemble of spin microparticles from sublevel m to level m-1 is converted to
. (19) . (19)
В системе ядерных спинов, охваченной сильным однородным магнитным полем, энергетический переход происходит в результате двух последовательных независимых событий: первое из них - переход ансамбля с одного подуровня на другой в соответствии с вероятностью (19), второе - излучение γ-кванта в соответствии с вероятностью (7). В этом случае общая средняя вероятность γ-перехода равнаIn a system of nuclear spins covered by a strong uniform magnetic field, the energy transition occurs as a result of two successive independent events: the first of them is the transition of the ensemble from one sublevel to another in accordance with probability (19), the second is the emission of a γ-ray in accordance with probability (7). In this case, the total average probability of the γ transition is
. .
Поскольку в силу того, что Eγ>>EΔm, то для общей вероятности этого события справедливоInsofar as since E γ >> E Δm , then for the general probability of this event,
. .
Поэтому, подставляя в (19) m=1/2, I=5/2, для вероятности γ-перехода с уровня Е5 ядер , инициированного сменой знака проекции магнитного момента при поперечном возбуждении H1 подуровня m=1/2 уровня Е5 и последующем переходе ядер на подуровень m=-1/2 уровня Е5, имеемTherefore, substituting m = 1/2, I = 5/2 in (19), for the probability of a γ transition from the level E of 5 cores initiated by a change in the sign of the projection of the magnetic moment during transverse excitation of H 1 sublevel m = 1/2 of level E 5 and the subsequent transition of nuclei to the sublevel m = -1 / 2 of level E 5 , we have
Функция g(ν) определяет форму и ширину линии поглощения и излучения сверхтонкой структуры квантования энергии спиновой системы. Полагая, что поперечные эффекты спинового взаимодействия в твердом веществе приводят к g(ν), отвечающей распределению Гаусса, то, как следует из [37], можно записатьThe function g (ν) determines the shape and width of the absorption and emission lines of the hyperfine structure of quantization of the energy of the spin system. Assuming that the transverse effects of the spin interaction in a solid lead to g (ν) corresponding to the Gaussian distribution, then, as follows from [37], we can write
где ν0 - резонансная частота прецессирующих микрочастиц.where ν 0 is the resonant frequency of the precessing microparticles.
Считая, что образец материнского вещества полония представлен в виде порошка из кристаллитов, оценим величину функции g(ν), заменив в (21) квадрат отклонения от резонансной частоты (ν-ν0)2 на его среднее значение (второй момент) в жесткой решетке . Второй момент можно вычислить из соотношения [38]Assuming that the sample of the parent substance is polonium represented in the form of a powder of crystallites, we estimate the value of the function g (ν), replacing in (21) the square of the deviation from the resonance frequency (ν-ν 0 ) 2 by its average value (second moment) in the rigid lattice . The second moment can be calculated from the relation [38]
, ,
где Kреш - численный коэффициент, зависящий от типа кристаллической решетки;where K res - a numerical coefficient depending on the type of crystal lattice;
gI - ядерный коэффициент Ланде;g I is the nuclear Land coefficient;
dреш - постоянная решетки,d res - lattice constant,
или иначе с учетом того, что гиромагнитное отношение выражается черезor otherwise, given the fact that the gyromagnetic ratio expressed through
, ,
получаемwe get
Из (22) при подстановке значений Kреш и соответствующих физических величинFrom (22), when substituting the values of K res and the corresponding physical quantities
- для простой кубической решетки материнского полония [39], выходим на оценку второго момента для системы микрочастиц, состоящей из дочерних ядер - for a simple cubic lattice of maternal polonium [39], we arrive at an estimate of the second moment for a system of microparticles consisting of daughter nuclei
. .
После чего из (21) следует среднее значение функции распределения ,Then from (21) the average value of the distribution function follows ,
рассчитанное при постоянной времени поперечной релаксации , взятой для протонов в соответствии с [30].calculated at constant transverse relaxation time taken for protons in accordance with [30].
Далее из (20) находим среднее значение вероятности γ-перехода с уровня Е5 ядер Next, from (20) we find the average value of the probability of a γ transition from the level of E 5 cores
при величине возмущающего поля H1=0,05 Э.when the magnitude of the disturbing field H 1 = 0.05 E.
В итоге, квантово-механический подход дает оценку наведенного ядерной индукцией времени жизни метастабильного уровня Е5 ядер As a result, the quantum-mechanical approach gives an estimate of the metastable level of E 5 cores induced by nuclear induction
, ,
которое в целом согласуется с оценкой, вытекающей из теории релаксации.which is generally consistent with the estimate resulting from the theory of relaxation.
Сравнение постоянных β-распада ядер на промежуточный возбужденный уровень Е5 ядер с временем жизни уровня показывает, чтоComparison of nuclear decay constants to intermediate excited level E 5 cores with level lifetime shows that
, ,
откуда очевиден вывод о невозможности накопления ядер на уровне Е5 и соответственно о невозможности создания γ-активной среды на основе β-распадной пары из-за слишком быстрой спонтанной γ-разгрузки уровня Е5 ядер .whence the obvious conclusion about the impossibility of nuclear accumulation at the E 5 level and, accordingly, the impossibility of creating a γ-active medium based on a β-decay pair due to too fast spontaneous γ-unloading of level E 5 cores .
Однако анализ соотношений (20), (21) и (22) дает основание утверждать, что время жизни метастабильного уровня ядра, принадлежащего ансамблю подобных ему спиновых микрочастиц, находящихся в сильном однородном магнитном поле, увеличивается, если растет средняя величина второго момента . Из всех сомножителей, входящих в выражение (22) для , заметно увеличить можно только Kреш и . Коэффициент Kреш возрастает до значения Kреш=69 для гранецентрированной решетки [40] с более плотной, чем у простой кубической решетки, упаковкой атомов, а гиромагнитное отношение повышается в β+-распадном ряде радионуклидов у таллия до значения [32].However, an analysis of relations (20), (21), and (22) suggests that the lifetime of a metastable level of a nucleus belonging to an ensemble of similar spin microparticles in a strong uniform magnetic field increases if the average value of the second moment increases . Of all the factors in expression (22) for , only K res and . The coefficient K res increases to K res = 69 for a face-centered lattice [40] with a denser packing of atoms than a simple cubic lattice, and the gyromagnetic ratio increases in the β + decay series of thallium radionuclides to a value [32].
Принимая во внимание вышесказанное, в качестве следующей итерации предлагаемого способа создания активной среды гамма-лазера останавливаем свой выбор, например, на β+-распадной паре с периодом полураспада метастабильного материнского свинца Т1/2=15,8 мин [41].Taking into account the foregoing, as the next iteration of the proposed method for creating an active medium of a gamma laser, we choose, for example, a β + decay pair with half-life of metastable maternal lead T 1/2 = 15.8 min [41].
Для этой новой пары элементов с учетом гранецентрированной решетки свинца и высокого гиромагнитного отношения у ядер таллия второй момент , необходимый для вычисления вероятности γ-перехода ядер с промежуточного возбужденного уровня Е1(3/2+)=0,38 МэВ на основной уровень Е0(1/2+), в соответствии с (22) численно равенFor this new pair of elements, taking into account the face-centered lead lattice and the high gyromagnetic ratio of thallium nuclei, the second moment needed to calculate the probability of a gamma transition of nuclei from the intermediate excited level E 1 (3/2 +) = 0.38 MeV to the ground level E 0 (1/2 +), in accordance with (22) it is numerically equal
при постоянной решетки свинца .with a constant lattice of lead .
После чего функция при той же, что и прежде, оценке времени поперечной релаксации в соответствии с (21) принимает значениеThen the function with the same estimate of the transverse relaxation time as before in accordance with (21) takes the value
, ,
а средняя вероятность γ-перехода с уровня E1 ядер в соответствии с (20) становится равнойand the average probability of a γ transition from the level of E 1 nuclei in accordance with (20) becomes equal
. .
Таким образом, пребывание спиновой системы, состоящей из ядер , в сильном однородном магнитном поле стабилизирует ее электромагнитное состояние, увеличивая среднее время жизни промежуточного возбужденного метастабильного уровня E1 ядер до перспективного значенияThus, the residence of a spin system consisting of nuclei , in a strong uniform magnetic field stabilizes its electromagnetic state, increasing the average lifetime of an intermediate excited metastable level E 1 of nuclei to promising value
, ,
которое много превышает постоянную β-распада ядер which far exceeds the β-decay constant of nuclei
. .
В общем случае заселенность уровня формируется в результате двух противоположных процессов:In general, level population formed as a result of two opposite processes:
1) β-распада ядер свинца , обусловливающего подпитку данного уровня;1) β decay of lead nuclei , conditioning the recharge of this level;
2) излучения γ-квантов (γ6) с уровня E1 ядер таллия , обусловливающего разгрузку данного уровня.2) radiation of γ-quanta (γ 6 ) from the level E 1 of thallium nuclei causing the unloading of this level.
Поэтому оценить искомую заселенность можно, воспользовавшись соотношением [42], при нулевых начальных условиях Therefore, estimate the desired population it is possible, using the relation [42], with zero initial conditions
где - результирующая постоянная β-распада пространственно квантованных ядер на уровень E1 ядер ;Where - the resulting β-decay constant of spatially quantized nuclei to level E 1 cores ;
- постоянная β-распада ядер на уровень E1 ядер со всех других своих подуровней, кроме (±3/2+); - β-decay constant of nuclei to level E 1 cores from all its other sublevels, except (± 3/2 +);
- постоянная сверхразрешенного β-распада ядер на уровень Е1 ядер с подуровней (±3/2+). - constant of superresolved β-decay of nuclei to level E 1 cores with sublevels (± 3/2 +).
Учитывая, что , а также что запитка уровня E1 дочерних ядер осуществляется в основном только с двух подуровней материнских ядер (±3/2+), выражение (23) преобразуется к видуGiven that , and also that the power level E 1 daughter cores carried out mainly from only two sublevels of the mother nuclei (± 3/2 +), expression (23) is transformed to the form
где - общее количество подуровней, на которое расщепляется основной уровень ядер (13/2+) в сильном однородном магнитном поле Н0.Where - total number of sublevels into which the core level of nuclei is split (13/2 +) in a strong uniform magnetic field H 0 .
В итоге из (24) следует, например, что к моменту времени заселенность уровня E1 составитAs a result, it follows from (24), for example, that by the time the population of level E 1 will be
Прежде чем перейти к оценке фактора Дебая-Уоллера для предлагаемого материала γ-активной ядерной среды, образованной в результате β-распадного процесса ядер и находящейся в сильном однородном магнитном поле Н0, необходимо рассмотреть следующее.Before proceeding to the estimation of the Debye-Waller factor for the proposed material of a γ-active nuclear medium formed as a result of a β-decay process of nuclei and located in a strong uniform magnetic field H 0 , it is necessary to consider the following.
В твердом кристаллическом веществе, погруженном в сильное однородное магнитное поле Н0 (продольное возбуждение среды), энергия в кристалле может передаваться не только с помощью фононного механизма по модели Дебая [43], когда выше некоторой характеристической температуры θд у большей части фононов длина волны имеет порядок всего лишь нескольких межатомных расстояний а, в то время как при температурах значительно ниже дебаевской наиболее вероятная длина волны фононов растет и имеет порядок аθд/Т, но и с помощью фотонного механизма, имеющего место благодаря появлению сверхтонкой структуры энергетических подуровней пространственно квантованных ядер. Поэтому в такой резонансной среде, обусловленной прецессией ядер вокруг направления поля Н0, средняя энергия отдачи ядра при излучении (или поглощении) γ-кванта с уровня En может быть уменьшена ее перераспределением между соседними ядрами, охваченными фотонным механизмом взаимодействия.In a solid crystalline substance immersed in a strong uniform magnetic field H 0 (longitudinal excitation of the medium), the energy in the crystal can be transferred not only using the phonon mechanism according to the Debye model [43], when the wavelength is higher than a certain characteristic temperature θ d for most phonons has the order of only a few interatomic distances a, while at temperatures well below the Debye distance, the most probable phonon wavelength grows and has the order aθ d / T, but also using the photon mechanism, having its place is due to the appearance of the hyperfine structure of the energy sublevels of spatially quantized nuclei. Therefore, in such a resonant medium, due to the precession of nuclei around the direction of the field H 0 , the average recoil energy of the nucleus upon emission (or absorption) of a γ-quantum from the level of E n, it can be reduced by its redistribution between neighboring nuclei covered by the photon interaction mechanism.
Продольная скорость движения vpz импульса поперечного возбуждения H1(t) продольной компоненты магнитного момента ядра µz в рассматриваемой резонансной среде может быть оценена по формуле [44]The longitudinal velocity v pz of the transverse excitation pulse H 1 (t) of the longitudinal component of the magnetic moment of the nucleus µ z in the resonant medium under consideration can be estimated by the formula [44]
где ,Where ,
- период поперечной релаксации, - period of lateral relaxation,
, ,
, ,
- нормированная поперечная компонента магнитного момента ядра; - normalized transverse component of the magnetic moment of the nucleus;
z - продольная координата, вдоль которой распространяется, например, неискажающийся 2π-импульс возбуждения, для площади под огибающей которого выполняетсяz is the longitudinal coordinate along which, for example, an undistorted 2π-excitation pulse propagates, for which the area under the envelope is
; ;
αN - ядерная постоянная относительного изменения площади 2π-импульса на единицу длины по мере распространения его в среде;α N is the nuclear constant of the relative change in the area of the 2π-pulse per unit length as it spreads in the medium;
τи - длительность 2π-импульса;τ and is the duration of the 2π pulse;
µx - поперечная компонента магнитного момента ядра при поперечном x-возбуждении;µ x is the transverse component of the magnetic moment of the nucleus during transverse x-excitation;
с - скорость света в свободном пространстве.c is the speed of light in free space.
Для оценки vpz предположим, что Δω→0, тогда f(Δω)→1 и с учетом нормировкиTo estimate v pz, we assume that Δω → 0, then f (Δω) → 1 and, taking into account the normalization
параметр S, связанный с дисперсией поперечного возбуждения, примерно равен S≈1. Ядерная постоянная αN, обусловленная магнитной восприимчивостью возбуждаемой среды, может быть найдена из соотношения с электронной постоянной αе≈10-2 см-1, оцененной в [44],the parameter S associated with the dispersion of the transverse excitation is approximately equal to S≈1. The nuclear constant α N , due to the magnetic susceptibility of the excited medium, can be found from the relation with the electron constant α e ≈ 10 -2 cm -1 , estimated in [44],
, ,
где µN и µе - магнитные моменты ядра и электрона соответственно.where μ N and μ e are the magnetic moments of the nucleus and electron, respectively.
Длительность 2π-импульса τи при амплитуде поперечного возбуждения, например, H1=0,1 Э и принимается равнойThe duration of the 2π pulse τ and with the amplitude of the transverse excitation, for example, H 1 = 0.1 Oe and taken equal
. .
Подставляя найденные значения параметров в (26), получаем приближенную оценку скорости продвижения фотонного возбуждения в среде ядер , охваченных сильным однородным магнитным полем Н0, т.е. в продольно напряженной ядерной среде Substituting the obtained parameter values in (26), we obtain an approximate estimate of the rate of advancement of photon excitation in the medium of nuclei covered by a strong uniform magnetic field H 0 , i.e. in a longitudinally stressed nuclear environment
, ,
что примерно на два порядка превышает скорость передачи фононного возбуждения.which is approximately two orders of magnitude higher than the phonon excitation transfer rate.
По данным, представленным в [45], первый γ-уровень иридия с энергией имеет период полураспада . Поскольку и в этом случае и при распаде уровня γ-квант уносит один и тот же момент количества движения ΔI=1, то в соответствии с (7) можно считать, что длительность непосредственно акта излучения (γ6, 383 кэВ) с уровня будет примерно равнаAccording to the data presented in [45], the first γ level of iridium with energy has a half-life . Since both in this case and during the decay of the level γ-quantum carries away the same moment of momentum ΔI = 1, then in accordance with (7) we can assume that the duration of the radiation act itself (γ 6 , 383 keV) from level will be approximately equal
. .
За время излучения γ-кванта волна фотонного возбуждения, вызванная отдачей ядра , успеет пробежать расстояниеDuring the γ-ray emission, the photon excitation wave caused by the recoil of the nucleus will have time to run a distance
. .
Согласно [46] концентрация атомов материнского свинца в 1 см3 составляет nPb=3,3·1022 см-3, тогда число ядер , провзаимодействовавших с направленной волной фотонного возбуждения за время излучения γ-кванта, будет приблизительно равноAccording to [46], the concentration of mother lead atoms in 1 cm 3 is n Pb = 3.3 · 10 22 cm -3 , then the number of nuclei interacting with a directed wave of photon excitation during the emission of a γ-quantum will be approximately equal to
. .
Средняя энергия отдачи ядра дочернего таллия в этом случае составитAverage recoil energy of the daughter thallium core in this case will be
где MTl=195 - атомная масса таллия в а.е.м.where M Tl = 195 is the atomic mass of thallium in amu
Вводя значение энергии отдачи ядра дочернего таллия и дебаевской температуры материнского свинца [43] в выражение (1) для фактора Дебая-Уоллера, находим fD≈0,4.Introducing the value of the recoil energy of the nucleus of a daughter thallium and Debye temperature of maternal lead [43] in expression (1) for the Debye-Waller factor, we find f D ≈0.4.
Кроме доли ядер , излучающих с уровня резонансно - без отдачи, выделяемых из общего количества ядер, находящихся на уровне E1, с помощью фактора Дебая-Уоллера, необходимо также определить количество ядер , которые теряют энергию возбуждения промежуточного уровня , передавая ее атомным электронам. В соответствии с данными [41] суммарная вероятность внутренней конверсии энергии уровня через собственные электронные переходы атома равнаIn addition to the share of cores emitting from a level resonantly - without the recoil released from the total number of nuclei at the level of E 1 , using the Debye-Waller factor, it is also necessary to determine the number of nuclei that lose intermediate level excitation energy passing it to atomic electrons. In accordance with the data of [41], the total probability of internal energy conversion of the level through the intrinsic electronic transitions of an atom is equal to
, ,
в то время как вероятность γ-перехода γ6 составляетwhile the probability of a γ transition γ 6 is
. .
При этом коэффициент электронной конверсии Kсе уровня определяется исходя из соотношенияThe coefficient K se electron conversion level determined from the ratio
. .
В результате с учетом (25), а также фактора Дебая-Уоллера и коэффициента электронной конверсии к моменту , равному постоянной времени ускоренного β-распада ядер в магнитном поле Н0, "резонансная" заселенность уровня составитAs a result, taking into account (25), as well as the Debye-Waller factor and the electron conversion coefficient by the time equal to the time constant of accelerated β-decay of nuclei in a magnetic field H 0 , "resonant" population level will make
. .
Инверсия "резонансной" заселенности верхнего уровня энергии по отношению к нижнему уровню энергии γ-перехода γ6 обусловливается разностью между заселенностями этих уровней с учетом их вырожденияInverted resonance population top level energy in relation to the lower energy level γ transition γ 6 is due to the difference between the populations of these levels, taking into account their degeneracy
, ,
где и - коэффициенты вырождения соответствующих уровней энергии.Where and are the degeneracy coefficients of the corresponding energy levels.
Если пренебречь "размытием" энергий испускаемых γ-квантов, связанным со сверхтонкой структурой рассматриваемых уровней, поскольку это "размытие" относительно мало и в данном случае составляет величинуIf we neglect the “smearing” of the energies of the emitted γ-quanta associated with the hyperfine structure of the levels under consideration, since this “smearing” is relatively small and in this case is
, ,
то можно принять .then you can take .
Если также принять во внимание опережающий β-распад материнских ядер с проекцией спина I=3/2+ на уровень E1 дочерних ядер , обладающий теми же спином и четностью, то до момента начала процесса излучения γ-квантов с этого уровня можно положить и считатьIf we also take into account the advanced β-decay of the mother nuclei with the projection of the spin I = 3/2 + on the level E 1 of daughter nuclei having the same spin and parity, then before the start of the process of emission of γ-quanta from this level, we can put and count
, ,
где F1=(1-N0/N1) - коэффициент инверсии.where F 1 = (1-N 0 / N 1 ) is the inversion coefficient.
Таким образом, в сравнении с прототипом в предлагаемом способе создания инверсной заселенности ядерных уровней, например, на каждые 105 материнских ядер 3·103 дочерних ядер смогут принять участие в формировании резонансного стимулированного излучения гамма-квантов с энергией 383 кэВ, т.е. в предлагаемом способе на три порядка эффективнее используется материал активной среды.Thus, in comparison with the prototype in the proposed method for creating an inverse population of nuclear levels, for example, for every 10 5
Для обеспечения режима когерентного излучения, т.е. режима синфазного типично классического группового излучения, в таком ядерно-спиновом квантовом генераторе необходимо выполнить следующие условия.To ensure coherent radiation, i.e. in-phase mode of a typically classical group radiation, in such a nuclear-spin quantum generator it is necessary to fulfill the following conditions.
Известно [47], что интенсивность излучения J квантовой системы, состоящей из N спинов с I=1/2, когда система находится в квантовом состоянии /r,m>, равнаIt is known [47] that the radiation intensity J of a quantum system consisting of N spins with I = 1/2 when the system is in the quantum state / r, m> is
где r - спиновое квантовое число для полного спина системы;where r is the spin quantum number for the total spin of the system;
m - магнитное квантовое число системы;m is the magnetic quantum number of the system;
J0 - интенсивность спонтанного излучения отдельного спина.J 0 - the intensity of spontaneous emission of a single spin.
Из (27) видно, что при r=m=rmax=(1/2)N имеем интенсивность J=NJ0, т.е., несмотря на наличие полной инверсии системы, спины в этом случае излучают некогерентно (или спонтанно). Если же система подготовлена таким образом, что к моменту излучения она переходит в состояние /r=rmax=(1/2)N,m>, где |m|<<r, то интенсивность излучения становится равной J≈(1/4)N2J0, указывая на когерентный характер излучения.It is seen from (27) that for r = m = r max = (1/2) N we have the intensity J = NJ 0 , i.e., despite the presence of a complete inversion of the system, the spins in this case emit incoherently (or spontaneously) . If the system is prepared in such a way that by the moment of radiation it goes into the state / r = r max = (1/2) N, m>, where | m | << r, then the radiation intensity becomes equal to J≈ (1/4 ) N 2 J 0 , indicating the coherent nature of the radiation.
Замечая, что интенсивность излучения есть не что иное как поток энергии через единичную площадкуNoting that the radiation intensity is nothing more than a stream of energy through a unit area
где Eзап=NEγ - энергия, запасенная в спиновой системе и излучаемая через переход Eγ;where E zap = NE γ is the energy stored in the spin system and radiated through the transition E γ ;
Δt - длительность излучаемого импульса;Δt is the duration of the emitted pulse;
Sn - проекция площадки, через которую выводится излучение, на направление излучения,S n - the projection of the site through which the radiation is output, on the direction of radiation,
то для одиночного γ-кванта естественно положить J0=Еγ/(τγ·Sn) и для когерентного режима излучения соотношение (28) переписать в видеthen for a single γ-ray it is natural to set J 0 = Е γ / (τ γ · S n ) and for the coherent radiation regime, relation (28) can be rewritten as
. .
Последняя запись означает, что в силу сохранения энергетического баланса запасенная в системе энергия NEγ не может быть превышена в процессе формирования излучения на самоограниченном переходе, и, следовательно, при реализации в этой системе режима когерентного излучения волновой синхронизм приводит к сжатию волнового пакета и уменьшению как 1/N длительности импульса излучения.The last record means that, due to the conservation of the energy balance, the energy NE γ stored in the system cannot be exceeded in the process of radiation formation at the self-limited transition, and therefore, when the coherent radiation regime is implemented in this system, wave synchronism leads to a compression of the wave packet and a decrease in 1 / N radiation pulse duration.
Основываясь на предлагаемом способе создания инверсной заселенности ядерных уровней в материале активной среды и инициирования однопроходного когерентного гамма-излучения, может быть построен гамма-лазер, обладающий приемлемыми характеристиками.Based on the proposed method for creating an inverse population of nuclear levels in the material of the active medium and initiating single-pass coherent gamma radiation, a gamma laser having acceptable characteristics can be built.
Предлагаемое устройство гамма-лазера (фиг. 3) содержит соленоид 1 для создания сильного однородного продольного магнитного поля Н0, подключенный к источнику 2 электропитания, открытые полосковые полеобразующие системы 3 для создания поперечного магнитного поля Н1, подключенные по своим входам через симметрирующее устройство 5, создающее противофазные сигналы, к источнику 4 радиочастотных сигналов, а по выходам - к согласующим нагрузкам 8, полый диэлектрический цилиндр 6, заполненный материалом активной среды 7 в виде радионуклида бета-распадного типа и образующий с одного из своих торцевых концов выходное окно для генерируемого излучения, а с другого конца закрытый заглушкой 9.The proposed gamma laser device (Fig. 3) contains a
Концептуально, устройство представляет собой однопроходный гамма-лазер, работающий на самоограничивающем гамма-переходе ядер радионуклида.Conceptually, the device is a single-pass gamma laser operating on a self-limiting gamma transition of radionuclide nuclei.
При резонансном наборе мощности излучения в канале усиления, чтобы гарантировать в выходном сечении устройства импульс излучения с энергией, близкой к энергии всех потенциально резонансных переходов , необходимо стимулировать переходы вообще всех микрочастиц в системе. Этого можно достичь, обеспечив режим условного избыточного усиления, приводящего к насыщению потока излучения на каждом элементе канала усиления общей длиной L, удовлетворив неравенствуWith a resonant gain of radiation power in the amplification channel, in order to guarantee a radiation pulse with an energy close to the energy of all potentially resonant transitions in the output section of the device , it is necessary to stimulate transitions in general of all microparticles in the system. This can be achieved by providing a conditional conditional excess gain, leading to saturation of the radiation flux on each element of the gain channel with a total length L, satisfying the inequality
где J и JL - выходная и удельная на единицу длины канала усиления интенсивности излучения соответственно;where J and J L are the output and specific per unit length of the channel for amplifying the radiation intensity, respectively;
NL - удельное число микрочастиц на единицу длины канала усиления, потенциально принимающих участие в усилении интенсивности исходного излучения;N L is the specific number of microparticles per unit length of the amplification channel that are potentially involved in increasing the intensity of the initial radiation;
L - длина канала усиления в относительных единицах.L is the length of the gain channel in relative units.
Из теории усиления спонтанного излучения известно [48], что аналитическое выражение отношения интенсивностей J/JL, справедливое для любой формы линий излучения с узким профилем, включая доплеровский, имеет видIt is known from the theory of amplification of spontaneous emission [48] that the analytical expression for the intensity ratio J / J L , valid for any form of emission lines with a narrow profile, including Doppler, has the form
где G - пиковый удельный коэффициент усиления, соответствующий центру спектральной линии;where G is the peak specific gain corresponding to the center of the spectral line;
L - длина канала усиления, равная той части длины цилиндрического образца 6, которая заполнена материалом активной среды 7.L is the length of the gain channel, equal to that part of the length of the
Из [49] следует, что пиковый удельный коэффициент усиления примерно равенFrom [49] it follows that the peak specific gain is approximately equal to
где - удельная "резонансная" инверсная заселенность соответствующего уровня энергии;Where - specific "resonant" inverse population of the corresponding energy level;
σstim - сечение вынужденного перехода.σ stim is the cross section of the forced transition.
Сечение вынужденного перехода или иначе сечение вынужденного излучения определяется через вероятность спонтанного излучения Y(γ) по формуле [49]The stimulated transition cross section or otherwise the stimulated emission cross section is determined through the spontaneous emission probability Y (γ) according to the formula [49]
где λγ -длина волны, на которой излучает переход;where λ γ is the wavelength at which the transition radiates;
Δλγ - спектральное уширение ("размытие") несущей длины волны, вызванное взаимодействием микрочастиц.Δλ γ is the spectral broadening ("smearing") of the carrier wavelength caused by the interaction of microparticles.
Переходя к конкретной количественной оценке усиления и вычисляя значения физических величин для γ-перехода γ6 дочерних ядер Passing to a specific quantitative estimate of the gain and calculating the values of the physical quantities for the γ transition of γ 6 daughter nuclei
; ;
, ,
где - доплеровское уширение при нормальной температуре в соответствии с [50], принимаемое в качестве максимально возможного уширения, вызванного взаимодействием ядер ;Where - Doppler broadening at normal temperature in accordance with [50], taken as the maximum possible broadening caused by the interaction of nuclei ;
Или, точнее, с учетом упоминавшегося выше значения Or, more precisely, given the value mentioned above
и, подставляя эти значения в (32), получаемand substituting these values in (32), we obtain
. .
После чего с учетом соотношения (31) пиковый удельный коэффициент усиления в канале с поперечным сечением 1 см2 в первом приближении составитThen, taking into account relation (31), the peak specific gain in the channel with a cross section of 1 cm 2 in the first approximation will be
, ,
где [46] - концентрация атомов материнского свинца .Where [46] - atomic concentration of maternal lead .
Полагая теперь L=10 см, из (30) находимAssuming now L = 10 cm, from (30) we find
, ,
из чего следует, что для использованных исходных данных неравенство (29) выполняется, но не строго.from which it follows that for the initial data used, inequality (29) holds, but not strictly.
В этой ситуации, вместе с тем, необходимо понимать следующее. Хотя в резонансной среде классический механизм ослабления потока резонансных γ-квантов не работает, и ослабление потока интересующих нас γ-квантов с энергией с известным в пассивной среде свинца линейным коэффициентом, равным 2,5 см-1 [51], в материале активной среды не происходит, все же существует некоторая вероятность выбывания резонансных γ-квантов из потока не резонансным способом. Поэтому поднять условный потолок коэффициента усиления до более высокого уровня было бы желательно.In this situation, however, the following must be understood. Although in the resonance medium the classical mechanism of attenuation of the flux of resonant γ-quanta does not work, and the attenuation of the flux of γ-quanta of interest to us with energy with a linear coefficient of 2.5 cm −1 known in a passive lead medium [51], the active medium does not occur in the material, but there is still some chance that resonance gamma quanta will be eliminated from the flux in a non-resonant manner. Therefore, raising the conditional gain ceiling to a higher level would be desirable.
Повысить коэффициент усиления можно, увеличив сечение вынужденного излучения посредством уменьшения доплеровского уширения D, которое, в конечном счете, может быть снижено благодаря уменьшению энергии отдачи ядра и (или) температуры окружающей среды Т. Понижение температуры окружающей среды является известной общетехнической возможностью обеспечить приемлемую работоспособность устройств мессбауэрского типа, поэтому в рассматриваемом случае необходимо приоритетно использовать первую возможность, относящуюся к специфике предлагаемого устройства.The gain can be increased by increasing the cross section of the stimulated emission by reducing the Doppler broadening D, which, ultimately, can be reduced by reducing the recoil energy of the nucleus and (or) ambient temperature T. Lowering the ambient temperature is a well-known general technical opportunity to ensure acceptable performance of the Mossbauer type devices, therefore, in the case under consideration, it is necessary to use the first opportunity that is specific to the specificity of the proposed device.
Средняя энергия отдачи ядра через выражение (26) для продольной скорости распространения поперечного радиоимпульса возбуждения материала активной среды связана дисперсионным соотношением с частотой ω в спектре этого радиоимпульса длительностью τи Average core recoil energy through expression (26) for the longitudinal propagation velocity of the transverse radio pulse of excitation of the active medium material, it is related by the dispersion relation with the frequency ω in the spectrum of this radio pulse of duration τ and
, ,
которое, в свою очередь, приводит к зависимости от частоты коэффициента усиления G в видеwhich, in turn, leads to a dependence on the frequency of the gain G in the form
, ,
где ωхар=(SαNc/πg(0))1/2 - характерная частота поперечного магнитного возбуждения системы ядерных спинов, выражаемая через известные физические величины.wherein Har ω = (Sα N c / πg (0)) 1/2 - characteristic frequency transverse magnetic excitation of nuclear spins, expressed in terms of known physical quantities.
Если воспользоваться значениями S, αN и g(0), фигурировавшими при оценке скорости , то для ωхар имеемIf we use the values of S, α N and g (0), which appeared in the estimation of the velocity then for ω har we have
. .
Поскольку верхняя граничная частота ωв в спектре радиоимпульса возбуждения всегда лежит вблизи частоты продольной прецессии и несоизмеримо превышает t, зависимость G от частоты в этой части спектра отсутствует. Вместе с тем, эта зависимость на частотах нижней части спектра вблизи практически линейна.Since the upper cutoff frequency ω in the spectrum of the excitation radio pulse always lies near the longitudinal precession frequency and disproportionately exceeds t, the dependence of G on frequency is absent in this part of the spectrum. At the same time, this dependence at the frequencies of the lower part of the spectrum near almost linear.
Тогда, стремясь получить необходимое высокое усиление с ослаблением его зависимости от частоты, потребуем заведомого выполнения условия (29), назначивThen, in an effort to obtain the necessary high gain with a weakening of its dependence on frequency, we require the deliberate fulfillment of condition (29) by assigning
, ,
и, учитывая, что eGL>>1, запишем для второго приближения G2 безразмерное равенство, следующее из (30) при безразмерных G2 и Land, taking into account that e GL >> 1, we write for the second approximation G 2 the dimensionless equality following from (30) for dimensionless G 2 and L
. .
Откуда при L=10 требуемое значение равно 0,8. При этом амплитуда радиоимпульса поперечного магнитного поля возбуждения материала активной среды H1max, обеспечивающая этот коэффициент усиления, равнаWhence with L = 10 the required value equal to 0.8. In this case, the amplitude of the radio pulse of the transverse magnetic field of the excitation of the material of the active medium H 1max , providing this gain, is
. .
Оценим максимальную выходную интенсивность Jmax γ-излучения канала усиления в рамках принятых значений физических параметров канала и материала активной среды на основе радионуклида . Для этого будем считать, что первый (инициирующий) единичный элемент канала усиления длиной 1 см осуществляет эмиссию γ-излучения спонтанно и квазиизотропно. Тогда в контексте изложенного выше получимLet us estimate the maximum output intensity J max of the γ-radiation of the amplification channel within the accepted values of the physical parameters of the channel and the material of the active medium based on the radionuclide . For this, we assume that the first (initiating) unit element of the
, ,
подставляя численные значения, получаемsubstituting numerical values, we obtain
с суммарной энергией за импульс длительностью with total energy per pulse duration
. .
Инициирование однопроходного когерентного гамма-излучения в описываемом устройстве (фиг. 4) строится на принципах генерации спинового или фотонного эха в магнитно напряженной среде, представленных в общих чертах в [52, 53].The initiation of single-pass coherent gamma radiation in the described device (Fig. 4) is based on the principles of generation of a spin or photon echo in a magnetically stressed medium, which are outlined in general [52, 53].
Предлагаемый способ с помощью описываемого устройства (фиг. 3) реализуется следующим образом.The proposed method using the described device (Fig. 3) is implemented as follows.
Полый диэлектрический цилиндр 6 заполняют материалом активной среды 7, представляющим собой бета-распадный радионуклид. Снаряженную таким образом кассету, состоящую из цилиндра 6 и активного материала 7, устанавливают внутрь соленоида 1 вдоль его оси. Включают источник 2 электропитания и создают внутри соленоида 1 сильное однородное магнитное поле Н0. Оставляют материал активной среды 7 в магнитном поле Н0 в покое в течение времени, необходимого для создания в результате бета-распада материнских ядер достаточной инверсии заселенности рабочего промежуточного уровня энергии дочерних ядер. Затем включают источник 4 радиочастотных сигналов. Подавая с источника 4 в открытые полосковые полеобразующие системы 3 через симметрирующее устройство 5 противофазные радиоимпульсы, инжектируют радиоимпульсы поперечного магнитного поля Н1х в материал активной среды 7 в следующей последовательности:The
- подают π/2-радиоимпульс поперечного магнитного поля Н1х малой амплитуды, удовлетворяющий условиям- serves π / 2-radio pulse of a transverse magnetic field H 1x small amplitude, satisfying the conditions
, ,
где tи - длительность импульса;where t and - pulse duration;
, ,
где - величина неоднородного уширения спектра прецессирующих дочерних ядер;Where - the value of the inhomogeneous broadening of the spectrum of precessing daughter nuclei;
- средняя круговая частота процессии дочерних ядер в сильном не идеально однородном магнитном поле Н0, с частотой заполнения ω0, равной средней частоте прецессии дочерних ядер; - the average circular frequency of the procession of daughter nuclei in a strong not perfectly uniform magnetic field H 0 , with a filling frequency ω 0 equal to the average precession frequency daughter cores;
при этом магнитные моменты дочерних ядер верхних и нижних подуровней рабочего уровня энергии к концу действия этого импульса окажутся в плоскостях, компланарных поперечной плоскости xy, прецессируя вокруг продольной оси z; причем в то время, когда магнитные моменты ядер находятся в плоскости xy, ядра имеют минимальную энергетическую связь с продольным силовым магнитным полем Н0, направленным по оси z, и их магнитное квантовое число m равно нулю;in this case, the magnetic moments of the daughter nuclei of the upper and lower sublevels of the working energy level by the end of this pulse will be in planes coplanar to the transverse plane xy, precessing around the longitudinal axis z; moreover, at the time when the magnetic moments of the nuclei are in the xy plane, the nuclei have minimal energy coupling with the longitudinal magnetic force field H 0 directed along the z axis, and their magnetic quantum number m is zero;
- после окончания действия π/2-радиоимпульса поперечного магнитного х-возбуждения следует четвертьпериод фазовой релаксации Δt1=π/4Δω, во время которого система секторно локализованных (условно в плоскости xy) магнитных моментов, соответствующих верхним и нижним исходным подуровням энергии и вращающихся теперь в плоскостях, компланарных плоскости xy, из-за разницы в частотах прецессий (ω0-Δω)←ω0→(ω0+Δω) начнет разбегаться, стремясь равномерно заполнить всю плоскость вращения xy, причем веерообразное разбегание моментов из первой условной полуплоскости, ограниченной осью х, во вторую и наоборот будет происходить как по часовой, так и против часовой стрелки;- after the end of the action of the π / 2 radio pulse of the transverse magnetic x-excitation, a quarter-period of phase relaxation Δt 1 = π / 4Δω follows, during which the system of sector-localized (conditionally in the xy plane) magnetic moments corresponding to the upper and lower initial energy sublevels and now rotating in planes coplanar xy plane, due to the difference in the precession frequency (ω 0 -Δω) ← ω 0 → (ω 0 + Δω) begins to disperse, aiming to fill uniformly the whole xy plane of rotation, the fan-shaped divergence of the moments of the first conditional half-plane bounded by the x-axis, the second and vice versa will take place both clockwise and counterclockwise;
- по истечении интервала времени Δt1 с момента начала фазовой релаксации подают π-радиоимпульс поперечного магнитного поля Н1х малой амплитуды, зеркально обращающий магнитные моменты, находящиеся в противоположных полуплоскостях, ограниченных осью х, плоскости xy относительно плоскости xz;- after the time interval Δt 1 has elapsed since the start of the phase relaxation, a π-radio pulse of a transverse magnetic field H 1x of small amplitude is fed, which mirrors magnetic moments located in opposite half-planes bounded by the x axis, xy plane with respect to the xz plane;
- после окончания действия π-радиоимпульса поперечного магнитного х-возбуждения следует интервал времени Δt2=π/2Δω, равный полупериоду фазовой релаксации, во время которого магнитные моменты ядер, продолжая свое круговое движение вокруг оси z, теперь, однако, после обращения вокруг оси x поменяют направление своего вращения на противоположенное и, разделившись за время Δt1 на две условные секторные половины, будут двигаться в своих условных полуплоскостях, ограниченных осью x навстречу друг другу, постепенно собираясь вокруг тех магнитных моментов, которые направлены в одной из этих полуплоскостей по оси у, а в другой по оси -y и обладающих круговой частотой вращения ; при этом два результирующих момента My и -My будут расти, стремясь к своим максимальным значениям; в максимуме результирующих моментов индивидуально сфазированные две подсистемы спинов получают возможность излучать в противоположенные стороны - каждая как самостоятельное целое, т.к. в этот момент для каждой из подсистем обеспечивается выполнение условия когерентного излучения (r=IN>>m);- after the end of the action of the π radio pulse of the transverse magnetic x-excitation, the time interval Δt 2 = π / 2Δω is equal to the half-period of phase relaxation, during which the magnetic moments of the nuclei, continuing their circular motion around the z axis, now, however, after rotation around the axis x will change the direction of their rotation in the opposite direction, and after dividing during Δt 1 into two conditional sector halves, they will move in their conditional half-planes bounded by the x axis towards each other, gradually gathering around those magnetic moments that are directed in one of these half-planes along the y axis, and in the other along the -y axis and having a circular rotation frequency ; in this case, the two resulting moments M y and -M y will grow, striving for their maximum values; at the maximum of the resulting moments, the individually phased two subsystems of spins are able to radiate in opposite directions - each as an independent whole, because at this moment, for each of the subsystems, the coherent radiation condition is satisfied (r = IN >>m);
- по истечении интервала времени Δt2 в момент достижения максимума результирующими магнитными моментами подсистем My и -My подают короткий радиоимпульс поперечного магнитного поля Н1х большой амплитуды, который, быстро поворачивая результирующие векторы магнитных моментов ядер My и -My вокруг оси x, создает в области малых значений возникающего при этом повороте магнитного момента Mz значительную величину производной dMz/dt, стимулируя (благодаря своей величине) гамма-излучение рабочего перехода в условиях минимальной отдачи ядер, т.е. в режиме излучения из резонансной плоскости xy когерентных гамма-квантов в очень узкой спектральной полосе;- after the time interval Δt 2 expires at the time of reaching the maximum, the resulting magnetic moments of the subsystems M y and -M y give a short radio pulse of a transverse magnetic field H 1x of large amplitude, which, quickly rotating the resulting vectors of magnetic moments of the nuclei M y and -M y around the x axis , creates in the region of small values of the magnetic moment M z arising during this rotation, a significant value of the derivative dM z / dt, stimulating (due to its value) gamma radiation of the working transition under conditions of minimal recoil of nuclei, i.e. in the mode of radiation from the resonance plane xy of coherent gamma rays in a very narrow spectral band;
- на выходе устройства в процессе действия мощного короткого стимулирующего радиоимпульса поперечного магнитного х-возбуждения формируется ультракороткий гамма-импульс с узкой диаграммой излучения, обусловленной аксиальной геометрией системы и соосностью образца материала активной среды 7 и соленоида 1.- at the output of the device during the action of a powerful short stimulating radio pulse of transverse magnetic x-excitation, an ultrashort gamma pulse is formed with a narrow radiation pattern due to the axial geometry of the system and the alignment of the sample material of the
Согласующие нагрузки 8 поглощают оставшуюся после прохождения вдоль зоны расположения материала активной среды 7 энергию радиоимпульсов поперечного возбуждения. Заглушка 9 перехватывает не отвечающее заданной диаграмме гамма-излучение, направленное в противоположенную выходу устройства сторону.Matching loads 8 absorb the energy of the transverse excitation radio pulses remaining after passing along the
При необходимости улучшения выходных параметров предлагаемого устройства посредством уменьшения, например, доплеровского уширения спектральной линии гамма-излучения и стабилизации сверхтонкой структуры системы квантовых подуровней ядер материал активной среды может быть охлажден до температуры жидкого азота или гелия или еще ниже.If it is necessary to improve the output parameters of the proposed device by reducing, for example, the Doppler broadening of the gamma-ray spectral line and stabilizing the hyperfine structure of the system of quantum sublevels of nuclei, the material of the active medium can be cooled to the temperature of liquid nitrogen or helium or even lower.
Для обеспечения соответствующего уровня поперечного возбуждения в проводящих материалах активной среды необходимо учитывать поверхностный электромагнитный эффект. С учетом скин-эффекта глубина проникновения электромагнитного поля в проводникTo ensure an appropriate level of transverse excitation in the conductive materials of the active medium, it is necessary to take into account the surface electromagnetic effect. Taking into account the skin effect, the penetration depth of the electromagnetic field into the conductor
на характерных частотах прецессии ядер при удельной проводимости, соответствующей, например, свинцу, равной σPb=0,48·107 См/м [54], и магнитной проницаемости µ=µ0 составляет δs≈0,5·10-4 м, что предъявляет к материалу активной среды агрегатные требования: он должен представлять собой порошок из кристаллитов с размером частиц не более δs либо быть изготовлен в виде пакета пластин соответствующей толщины.at characteristic frequencies of nuclear precession at a specific conductivity corresponding, for example, to lead equal to σ Pb = 0.48 · 10 7 S / m [54], and magnetic permeability µ = μ 0 is δ s ≈0.5 · 10 -4 m, which leads to material of the active medium is aggregate requirements: it must be a powder of crystallites with a particle size of not more than δ s or be made in the form of a package of plates of the corresponding thickness.
Таким образом, предлагаемый способ создания инверсной заселенности ядерных уровней в материале активной среды и инициирования однопроходного когерентного гамма-излучения обеспечивает повышение эффективности использования материала активной среды для генерации однопроходного когерентного гамма-излучения.Thus, the proposed method for creating an inverse population of nuclear levels in the material of the active medium and initiating single-pass coherent gamma radiation provides an increase in the efficiency of using the material of the active medium for generating single-pass coherent gamma radiation.
ЛитератураLiterature
1. Элтон Р. Рентгеновские лазеры. М.: "Мир", 1994, стр. 265.1. Elton R. X-ray lasers. M .: Mir, 1994, p. 265.
2. Ноу G.R. Gamma-ray laser, induced gamma emission and method. Патент США №7425706 от 16.09.2008.2. Know G.R. Gamma-ray laser, induced gamma emission and method. U.S. Patent No. 7,425,706 dated September 16, 2008.
3. Петрик В.И. Способ создания инверсной заселенности ядерных уровней в материале активной среды гамма-лазера. Патент РФ №2074469 от 27.02.1997.3. Petrik V.I. A method of creating an inverse population of nuclear levels in the material of the active medium of a gamma laser. RF patent No. 2074469 from 02.27.1997.
4. Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика. Том 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 256.4. Mukhin K.N. Experimental nuclear physics.
5. Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика. Том 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 252.5. Mukhin K.N. Experimental nuclear physics.
6. Блейкмор Дж. Физика твердого тела. М.: "Мир", 1988, стр. 158-167.6. Blakemore J. Solid State Physics. M .: Mir, 1988, pp. 158-167.
7. Киттель Ч. Введение в физику твердого тела. М.: "Наука", 1978, стр. 158.7. Kittel C. Introduction to solid state physics. M .: "Science", 1978, p. 158.
8. Физические величины. Справочник. М.: "Энергоатомиздат", 1991, стр. 99.8. Physical quantities. Directory. M .: "Energoatomizdat", 1991, p. 99.
9. Схемы распада радионуклидов. Энергия и интенсивность излучения. Часть 2, кн. 1. М.: "Энергоатомиздат", 1987, стр. 396-401.9. Schemes of the decay of radionuclides. Energy and radiation intensity.
10. Элтон Р. Рентгеновские лазеры. М.: "Мир", 1994, стр. 225.10. Elton R. X-ray lasers. Moscow: Mir, 1994, p. 225.
11. Схемы распада радионуклидов. Энергия и интенсивность излучения. Часть 2, кн. 2. М.: "Энергоатомиздат", 1987, стр. 178-181.11. Schemes of the decay of radionuclides. Energy and radiation intensity.
12. Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика. Том. 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 70.12. Mukhin K.N. Experimental nuclear physics. Tom. 1. M .: "Energoatomizdat", 1983, p. 70.
13. Схемы распада радионуклидов. Энергия и интенсивность излучения. Часть 2, кн. 2. М.: "Энергоатомиздат", 1987, стр. 190.13. Schemes of the decay of radionuclides. Energy and radiation intensity.
14. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Статическая физика. Часть 1. М.: "Наука", 1976, стр. 130-132.14. Landau L.D., Lifshits E.M. Static physics.
15. Физические величины. Справочник. М.: "Энергоатомиздат", 1991, стр. 1051.15. Physical quantities. Directory. M .: "Energoatomizdat", 1991, p. 1051.
16. Широков Ю.М., Юдин Н.П. Ядерная физика. М.: "Наука", 1972, стр. 228-230.16. Shirokov Yu.M., Yudin N.P. Nuclear physics. M .: "Science", 1972, pp. 228-230.
17. Мухин К.Н. Экспериментальная физика. Том 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 198.17. Mukhin K.N. Experimental physics.
18. Мухин К.Н. Экспериментальная физика. Том 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 214.18. Mukhin K.N. Experimental physics.
19. Блатт Дж., Вайскоиф В. Теоретическая ядерная физика. М.: ИЛ, 1954, стр. 465.19. Blatt J., Vayskoif V. Theoretical nuclear physics. M .: IL, 1954, p. 465.
20. Блатт Дж., Вайскоиф В. Теоретическая ядерная физика. М.: ИЛ, 1954, стр. 455.20. Blatt J., Vayskoif V. Theoretical nuclear physics. M .: IL, 1954, p. 455.
21. Мухин К.Н. Экспериментальная физика. Том 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 236-238.21. Mukhin K.N. Experimental physics.
22. Яворский Б.М., Детлаф А.А. Справочник по физике. М.: "Наука", 1985, стр. 225-226.22. Yavorsky B.M., Detlaf A.A. Handbook of Physics. M .: "Science", 1985, pp. 225-226.
23. Яворский Б.М., Детлаф А.А. Справочник по физике. М.: "Наука", 1985, стр. 435.23. Yavorsky B.M., Detlaf A.A. Handbook of Physics. M .: "Science", 1985, p. 435.
24. Яворский Б.М., Детлаф А.А. Справочник по физике. М.: "Наука", 1985, стр. 51.24. Yavorsky B.M., Detlaf A.A. Handbook of Physics. M .: "Science", 1985, p. 51.
25. Шен И.Р. Принципы нелинейной оптики. М.: "Наука", 1989, стр. 362-363.25. Shen I.R. Principles of nonlinear optics. M .: "Science", 1989, pp. 362-363.
26. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 52.26. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 52.
27. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 53.27. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 53.
28. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 76-78.28. Lechet A. Nuclear induction. M: IL, 1963, pp. 76-78.
29. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 55, 90-95.29. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 55, 90-95.
30. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 61.30. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 61.
31. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 63.31. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 63.
32. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 483.32. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 483.
33. Физические величины. Справочник. М.: "Энергоатомиздат", 1991, стр. 1184.33. Physical quantities. Directory. M .: "Energoatomizdat", 1991, p. 1184.
34. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 503.34. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 503.
35. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 238.35. Lechet A. Nuclear induction. M: IL, 1963, p. 238.
36. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 239.36. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 239.
37. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 245.37. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 245.
38. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 457.38. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 457.
39. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 459.39. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 459.
40. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 463.40. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, p. 463.
41. Схемы распада радионуклидов. Энергия и интенсивность излучения. Часть 2, кн. 2. М.: "Энергоатомиздат", 1987, стр. 107-110.41. Schemes of the decay of radionuclides. Energy and radiation intensity.
42. Мухин К.Н. Экспериментальная физика. Том 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 164.42. Mukhin K.N. Experimental physics.
43. Блейкмор Дж. Физика твердого тела. М.: "Мир", 1988, стр. 166.43. Blakemore J. Solid State Physics. M .: Mir, 1988, p. 166.
44. Шен И.Р. Принципы нелинейной оптики. М.: "Наука", 1989, стр. 386.44. Shen I.R. Principles of nonlinear optics. M .: "Science", 1989, p. 386.
45. Мухин К.Н. Экспериментальная физика. Том 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 246.45. Mukhin K.N. Experimental physics.
46. Киттель Ч. Введение в физику твердого тела. М.: "Наука", 1978, стр. 55.46. Kittel C. Introduction to solid state physics. M .: "Science", 1978, p. 55.
47. Шен И.Р. Принципы нелинейной оптики. М.: "Наука", 1989, стр. 387.47. Shen I.R. Principles of nonlinear optics. M .: "Science", 1989, p. 387.
48. Элтон Р. Рентгеновские лазеры. М.: "Мир", 1994, стр. 35.48. Elton R. X-ray lasers. M .: "World", 1994, p. 35.
49. Элтон Р. Рентгеновские лазеры. М.: "Мир", 1994, стр. 36-37.49. Elton R. X-ray lasers. M .: "World", 1994, p. 36-37.
50. Мухин К.Н. Экспериментальная физика. Том 1. М.: "Энергоатомиздат", 1983, стр. 248.50. Mukhin K.N. Experimental physics.
51. Кимель Л.Р., Машкович В.П. Защита от ионизирующих излучений. М.: "Атомиздат", 1966, стр. 77.51. Kimel L.R., Mashkovich V.P. Protection against ionizing radiation. M .: "Atomizdat", 1966, p. 77.
52. Лёше А. Ядерная индукция. М.: ИЛ, 1963, стр. 117-118.52. Lechet A. Nuclear induction. M .: IL, 1963, pp. 117-118.
53. Шен И.Р. Принципы нелинейной оптики. М.: "Наука", 1989, стр. 369-370.53. Shen I.R. Principles of nonlinear optics. M .: "Science", 1989, pp. 369-370.
54. Киттель Ч. Введение в физику твердого тела. М.: "Наука", 1978, стр. 272.54. Kittel C. Introduction to solid state physics. M .: "Science", 1978, p. 272.
Claims (1)
Priority Applications (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
RU2015138554/28A RU2602769C1 (en) | 2015-09-10 | 2015-09-10 | Method of creating population inversion of nuclear levels in material of active medium and initiation of single-pass coherent gamma-radiation |
Applications Claiming Priority (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
RU2015138554/28A RU2602769C1 (en) | 2015-09-10 | 2015-09-10 | Method of creating population inversion of nuclear levels in material of active medium and initiation of single-pass coherent gamma-radiation |
Publications (1)
Publication Number | Publication Date |
---|---|
RU2602769C1 true RU2602769C1 (en) | 2016-11-20 |
Family
ID=57759945
Family Applications (1)
Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
---|---|---|---|
RU2015138554/28A RU2602769C1 (en) | 2015-09-10 | 2015-09-10 | Method of creating population inversion of nuclear levels in material of active medium and initiation of single-pass coherent gamma-radiation |
Country Status (1)
Country | Link |
---|---|
RU (1) | RU2602769C1 (en) |
Citations (4)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
RU2074469C1 (en) * | 1995-03-30 | 1997-02-27 | Виктор Иванович Петрик | Method for creating inverted population of nuclear levels in active medium material of gamma-ray laser |
RU2225665C1 (en) * | 2002-07-02 | 2004-03-10 | Открытое акционерное общество "Красногорский завод им. С.А. Зверева" | Solid state laser emitter |
RU2243621C1 (en) * | 2003-12-18 | 2004-12-27 | Моторин Виктор Николаевич | Method and device for generating directional and coherent gamma-radiation |
US7425706B2 (en) * | 2005-02-22 | 2008-09-16 | Gilbert R. Hoy | Gamma-ray laser; induced gamma emission system and method |
-
2015
- 2015-09-10 RU RU2015138554/28A patent/RU2602769C1/en active
Patent Citations (4)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
RU2074469C1 (en) * | 1995-03-30 | 1997-02-27 | Виктор Иванович Петрик | Method for creating inverted population of nuclear levels in active medium material of gamma-ray laser |
RU2225665C1 (en) * | 2002-07-02 | 2004-03-10 | Открытое акционерное общество "Красногорский завод им. С.А. Зверева" | Solid state laser emitter |
RU2243621C1 (en) * | 2003-12-18 | 2004-12-27 | Моторин Виктор Николаевич | Method and device for generating directional and coherent gamma-radiation |
US7425706B2 (en) * | 2005-02-22 | 2008-09-16 | Gilbert R. Hoy | Gamma-ray laser; induced gamma emission system and method |
Similar Documents
Publication | Publication Date | Title |
---|---|---|
Widrow et al. | The first magnetic fields | |
Blandford et al. | On the scattering and absorption of electromagnetic radiation within pulsar magnetospheres | |
Stetcu et al. | Relativistic Coulomb excitation within the time dependent superfluid local density approximation | |
Stadnik | New bounds on macroscopic scalar-field topological defects from nontransient signatures due to environmental dependence and spatial variations of the fundamental constants | |
Khavroshkin et al. | Radioactivity of nuclei in a centrifugal force field | |
Tuchin | Electromagnetic fields in high energy heavy-ion collisions | |
Venumadhav et al. | New probe of magnetic fields in the prereionization epoch. I. Formalism | |
Dolgov et al. | Resonant high energy graviton to photon conversion at the post-recombination epoch | |
RU2602769C1 (en) | Method of creating population inversion of nuclear levels in material of active medium and initiation of single-pass coherent gamma-radiation | |
Reiner et al. | Effects of nuclear polarizability on isotope and isomer shifts | |
Chakrabarty | Quark droplet formation in a neutron star core in the presence of a strong magnetic field | |
Quach | Spin gravitational resonance and graviton detection | |
Kondratyev et al. | Universal statistics of soft gamma-ray repeating (SGR) bursts | |
Lyutikov et al. | Polarization of prompt GRB emission: evidence for electromagnetically-dominated outflow | |
Plekhanov | Macroscopic manifestation of the strong nuclear interaction in the optical spectra of solids | |
Potekhin et al. | Statistical equilibrium and ion cyclotron absorption/emission in strongly magnetized plasmas | |
Men'shikov et al. | Current state of'cold'antihydrogen research | |
Will | The confrontation between general relativity and experiment | |
Fortov et al. | Experimental and theoretical investigations of dust crystals in plasma created by proton beam | |
RU2608855C1 (en) | Single-pass gamma-laser | |
Belyaev et al. | Gamma Decay | |
Giunti et al. | Electromagnetic neutrinos in terrestrial experiments and astrophysics | |
Zakharov | Effect of giant resonances on fluctuations of electromagnetic fields in heavy ion collisions | |
Spjeldvik et al. | Sources of inner Radiation Zone Energetic Helium Ions: cross-field transport versus in-situ nuclear reactions | |
Demtröder | Nuclear Forces and Nuclear Models |