1. Гамма-излучением пазывается электромагнитное излучение, возшикающее при переходе атомит ятер пз возбуждепных в более низкие әнергетические состояния. В таких процессах числа протонов и неӥтронов в ядре пе изменяются, по пспускаются $\gamma$-кванты. Спектр $\gamma$-пзлучения всегда дискретный, так как дискретпы энергетические уровни самого ядра. Обычно эпергия $\gamma$-квантов, испускаемых атомными ядрами, лежит в пределах примерпо от 10 кэ до $5 \mathrm{MaB}\left(10^{-8} \geqslant \lambda \geqslant 2 \cdot 10^{-11}\right.$ см).

Перехог ядра из возбужденного состояния в нормальное прит $\gamma$-излучени может быть однократиым, когда ядро после испускапия одного кванта сразу переходит в пормальное состояие
Рис. $\$ 36$
(pис. 136a), Но снятие возбуждения может быть и каскадлым, когда переход осуществляется в результате последовательного нспуеканя пескольких $\gamma$-квантов (рнс. 136б).

Изолированиый свободный пуклоп пспускать $\gamma$-квант пе может, так как в протпвном случае было бы нарушено одновремепное выполнение закопов сохранения энергип и импульса (см. § 1). Одпако этот процесс может пропсходіть и действительно пропсходит внутри ядра, поскольку пспущениый (пли поглощеншыї) $\gamma$-квант может обмениваться пмпульсом не тольюо с рассматривасмым нуклоном, но и с остальными нуклонами ядра. Такгм образом, в противоположность $\beta$-распаду, испускание $\gamma$-лучей есть внутриядерный, а не внутринуклонный процесс.
2. Возбужденные ядра образуются при $\beta$-распаде в тех случаях, когда распад материнского ядра в основное состояние дотернего ядра оказывается запрещенным. Дочернее ядро в этом случае может получиться как в нижнем, так и в одном из верхних возбуждениы состояниї. В последнем случае совершается каскадныї процесс переходов терез несколько возбужденных состоянї̈ дотернего ядра, если только такие переходы разрешены. Прп этіх переходах и пропсходит пспускание $\gamma$-квантов. Тппичным примером может служить нзотоп ${ }_{11}^{24} \mathrm{Na}$. Основное состояние его пмеет характеристпку $4^{+}$. В результате $\beta$-распада возникает пзотоп ${ }_{2}^{24} \mathrm{Mg}$. Однако этот пзотоп нолучается не сразу в основном состоянип, так как основной уровень ${ }_{12}^{24} \mathrm{Mg}$ имеет характеристику $0^{+}$. Поэтому переход на этот уровепь практически не происходит, так как прп таком переходе снин должеп был бы сразу пмениться на 4, что крайне маловероятно. Но пзотоп ${ }_{12}^{24} \mathrm{Mg}$ имеет дна возбужденных уровня 4,12 и 1,37 МэВ с харалтеристиками $4^{+}$II $2^{+}$. Бета-переход ядра ${ }_{11}^{24} \mathrm{Na}$ на второй из них также запрещен по спину, хотя и не столь сильно, как переход на основной уровень $0^{+}$. Бета-распад (с полупериодом 15 ч) идет почти исключительно на разрешенный уровень 4,12 МәВ (с характеристикой $4^{+}$). $\mathrm{C}$ этого уровня происходит испускание $\gamma$-кванта при переходе на уровень 1,37 МэВ, а с него-на основной уровень $0 . \mathrm{B}$ результате Pис. 137 испускаются $\gamma$-кванты с энергиями 2,75 и 1,37 МәВ (рис. 137).

Если пзотоп ${ }_{11}^{24} \mathrm{Na}$ поместить в стеклянную ампулу, то $\beta^{– \text {- } а с т и д ы ~ в а д е р ж а т с я ~ с т е к л о м, ~ а ~} \gamma$-излучение выйдет наружу. Поэтому амцула о изотопом ${ }_{11}^{24} \mathrm{Na}$ может служить удобным портативным источником $\gamma$-излучения. Нацомним, что $0-0$-переходы при пзлучении $\gamma$-квантов абсолютно запрещены (см. $\S 39$, пункт 1 ).

Возбуужденные ядра, способные к $\gamma$-излучению, могут возникать также в результате предшествующего $\alpha$-распада. Однако $\gamma$-кванты, пспускаемые таким путем, обычно обладают невысокими энергиями ( $\mathscr{E}_{\S} \leqslant 0,5 \mathrm{M}$ ) ). Это связано с тем, что для испускания $\gamma$-квантов высоких энергий материнские ядра должын испускать $\alpha$-частицы также очень высоких энергий. Энергия $\alpha$-частицы должна быть достаточной не только для преодоления потенциального барьера, но и для сильного возбуждения возникающего дочернего ядра. Обычно $\alpha$-частицы, испускаемыө атомными ядрами, әтому условию нө удовлетворяют. Энергия $\gamma$-квантов, испускаемых дочерними ядрами после $\beta$-распада, может быть больше и может достигать $2-2,5 \mathrm{M} B$. Объясняется это тем, тто вероятность $\beta$-распада определяется более слабо меняющейся функцией әнергии $\beta$-частиды, чем вероятность $\alpha$-распада。Возбужденные ядра, способные к испусканию $\gamma$-квантов, могут также возникать в результате захвата нейтронов, в результате гулоновского возбуждения ядер при столкновениях с заряженными частицами в различных ядерных реакциях.
3. Возбужденное ядро может перейти в основное состояпие не только путем испускания $\gamma$-кванта, но п путем непосредственної передачи энергии возбуждения одному из электроиов атомпых оболочек ( $K-, L-, M$-электрону и т. д.). Этот процесс, конгурнрующий с $\gamma$-излучением, называется внутренней конверсией электронов, а сами электроны – электронами внутренней конверсии. Внутрепняя конверсия может копкурировать с $\gamma$-излученем. Но она может происходить и без него (например, в стучае 0 -0-переходов, когда пспускание $\gamma$-квантов вообще певозможно). Отношение среднего числа электропов внутренней конверсии і среднему числу испускаемых $\gamma$-квантов для конкретного нерехода называется коэффициентом внутренней конверсии перехода. Коэффициент конверсии зависит от энергии и муытипоныости перехода. Поэтому, пзмеряя на опыте коэффициент копверсии, можно установить мультипольность и, таким образом, спит возбуждениого ядра.

Энергия электрона внутренней конверсии $\mathscr{E}_{\text {e }}$ определяется влражением
\[
\mathscr{E}_{\mathrm{e}}=\mathscr{E}-\varepsilon,
\]

где $\mathscr{E}$ – эпергия, освобождаемая при ядерном переходе, а $\varepsilon$ энергия связи электрона в электронной оболочке атома. Очевидно, что электроны внутрениё̈ конверсии моноэнергетичи. Это и позволяет отличить их от электропов, испускаемых при з-распаде ядер, спектр которых непрерывеп. Если энергия возбжж, пия ядра $\mathscr{E}$ меньше әнергии связп әлектрона $\varepsilon_{K}$ в $K$-слое, то, очевидио, внутренняя конверсия на әлектропах $K$-слоя әпергетически невозможна. Такой случай может иметь место для тяжелых ядер. Однако в этом случае может происходить внутренияя копверсия па электронах других слоев.

Внутрепняя конверсия сопровождается рентгеновским излучением, которое возникает в результате переходов электропа с вышележащих электронных слоев п оболочек на место, освобожденное электроном внутреннеї конверсии. Этот процесс впотне аналогичен обычному возбужденшю рентгеновского характерпстического спектра атомов (см. § 48). В результате внутреннеї конверсии могут появиться и электроны Оже (см. § 48).

Если энергия $\mathscr{E}$ возбуждения ядра превышает удвоенную собственную энергию электрона, т. е.
\[
\mathscr{E}>2 m c^{2}=1,02 \mathrm{MəB},
\]

то может происходить продесс парной конверсии, при котором ядро теряет энергию возбуждения путем одновременного испус.канпя әлектрона п позптрона. Электронная оболочка атома на такой процесс не оказывает пикакого влияния, а потому он может шроисходить на ядре, лишенном атомных электронов. Однако вероятность парной конверспи нө превышает примерно тысячної доли вероятности испускания $\gamma$-кванта.
4. Среднее время жпзни $\gamma$-активных ядер обычно невелико (порядіа $10^{-7}-10^{-11} \mathrm{c}$ ). Однако при сотетании высокой степепи вапрета с малыми расстояпиям между энергетическими уровнлми могут возникать долгоживущие илі метастабильные $\gamma$-активные ятра с временами жизнп макроскопического масщтаба (до нескольких часов п даже больше). Такие возбужденные метастаблинне ятра называются изомерами. Явление пзомерпи было открыто в 1921 г. Отто Ганом (1879-1968). Он обнаружнл, тто при $\beta$-превращениях
\[
{ }_{90}^{234} \mathrm{Th} \xrightarrow{\beta-} \mathrm{UZ}_{1}
\]

полутаются два радиоактивных вещества, названных им $\mathrm{UZ}_{1}$ п $\mathrm{UX}_{2}$, которые состоят пз одинаковых ядер ${ }_{91}^{234} \mathrm{~Pa}$, но имеют различие периоды полураспада ( 6.7 ч п 1,22 мин соответствепно). В 1935 г. аналогичное явленне было открыто И. В. Курчатовым с сотрудниками на искусственшых радиоактивных ядрах ${ }_{35}^{80} \mathrm{Br}$ п ${ }_{35}^{82} \mathrm{Br}$, получаемых путем облучения пейтронами естественной смеси изотопов брома ${ }_{35}^{79} \mathrm{Br}$ и ${ }_{37}^{81} \mathrm{Br}$. Объясненте природы изомерии существованием у ядер метастабильных состоянпй было дано в 1936 г. Вейцзеккером.

Обычно изомерный уровень имеет спин, сильно отличающийся от спинов нижележащих уровней п характеризуется низкой энергпей возбуждения. Этому условию удовлетворяют значения $Z$ I $N$, лежащие непосредственно перед магическими числами 50 , 82 и 126 со стороны меньших $Z$ и $N$. Как правило, изомерные состояния совпадают с первым возбужденным уровнем ядра. Такие закономерности следует ожидать п с точки зрения оболочечпой модели ядра. Но существуют и изомеры, не подчиняющиеся этим правилам (таков, например, изомер кюрия ${ }_{90}^{244} \mathrm{Cm}$ с энергиеї возбуждения $1,04 \mathrm{MəB}$ ).

В некоторых случаях ядра могут иметь по два метастабильных уровня и, следовательно, обнаруживать три периода полураспада. Примером может служить ядро ${ }_{51}^{124} \mathrm{Sb}$, пспускающео электроны с периодами полураспада 60 дней, 21 и 1,3 миғ.

Ядерная изомерия – не столь редкое явление, как может потазаться на первый взгляд. Известно около сотни достаточно долгоживущих ядер. Наибольшее тисло изомерных состояний встречается у ядер с нечетным массовым числом $A$. Изомеры достагочно часто встречаются у нечетно-нечетных ядер и очень редко у четно-четных. Время жизни возбуждениого ядра изменяется в широких пределах (от очень малых долей секунды до многих тысят лет). Так, изомер ${ }_{93}^{236} \mathrm{~Np}$ имеет период полураспада 5000 лет, а изомер ${ }^{135} \mathrm{Cs}-2,8 \cdot 10^{-10}$ c. Можно ожидать, что с развитпем методики эксперимепта будут обнаружены изомеры с «ще болсе длиннымп и короткимп пернодами полураспада.

Метастабильные состояния наблюдаются п у $\beta$-стабильпых пдер. В этих случаях метастабильное ядро переходіт в основное состояне путем пспускания $\gamma$-квантов и конрерспоных әлектроиов. Примером может служить $\beta$-стабильцое ядро ${ }_{49}^{113} \ln \left(9 / 2^{+}\right)$, которое пмеет метастабилыий пзомер с эпергией возбуядения $0,393 \mathrm{M}$ и в временем жизии 104 мин $\left(1 / 2^{+}\right)$. Изомерия монет танке проявлятся в форме существовапи у ядра нескольких нерподов нолураспада относительно спонтанного деления.