PRZEGLĄD WYBRANYCH PRAC DOŚWIADCZALNYCH DOTYCZĄCYCH LINII WZBRONIONYCH M2, 2E1 I RENTGENOWSKICH

Omówimy teraz niektóre doświadczenia dotyczące linii multipolowych. Promieniowa­ niu Ml i E2 poświęcono wiele prac teoretycznych i doświadczalnych. Badania teoretyczne tych linii zapoczątkował R u b i n o w i c z , a kontynuował M i l i a ń c z u k Ł B l a t o n . Badania doświadczalne w tej dziedzinie prowadzili N i e w o d n i c z a ń s k i i M r o z o w ­ s k i , a obecnie kontynuuje się je na Uniwersytecie Jagiellońskim i Uniwersytecie Gdań­ skim. W tym artykule ograniczymy się tylko do opisu eksperymentów dotyczących promie­ niowania M2, 2E1 i wzbronionych linii rentgenowskich. Wydaje nam się, że ta problematyka jest mało znana, a w związku z obecnie prowadzonymi badaniami spektroskopowymi przy użyciu satelitów i pojazdów kosmicznych staje się bardzo aktualna.

I. PRZEJŚCIA IN TERKOM BINACY JNE. PROM IENIOW ANIE M2

Wzbronione linie interkombinacyjne znane były w astrofizyce od wielu lat z prac B o w e n a (1927), E d i e n a (1945) oraz innych. W laboratorium badane b yły przez M r o z o w s k i e g o i N i e w o d n i c z a ń s k i e g o (1933). Teoretyczne podstawy wzbro­ nionych przejść interkombinacyjnych typu 3P()- 1S0 dali E i n a d i i O p ę c h o w s k i (1938). Przypomnijmy tutaj, że wzbronione linie interkombinacyjne są to takie, które nie spełniają reguły wyboru AS = 0 oraz A J = ±1,0 z wykluczeniem przejścia = 0. Wzbronione przejścia interkombinacyjne typu 3PQ- 1S0 i 3P2- 1S0 występujące w ato­ mach II grupy układu okresowego pierwiastów takich jak Mg, Cd, Hg są — jak wykazano w pracach M r o z o w s k i e g o (1937, 1945) — spowodowane oddziaływaniem spinu jądra z powłoką elektronową. Taką hipotezę postawił B o w e n w 1930 r. Doświadczalnym potwierdzeniem tej sugesti były .prace L e s i a i N i e w o d n i c z a ń s k i e g o (1957) dla kadmu i M r o z o w s k i e g o dla rtęci (1945). M r o z o w s k i zbadał strukturę nad- subteiną linii 2655,8 A (6 3PQ- 6 ^ g ) w 1937 r. i 2269,8 A (6 3P2- 6 ^ w 1945 r. emitowanych przez atomy rtęci Hgl. Podobne badania wykonali następnie K e s s l e r dla Hgl i Cdi, a H o l m e s i D e l o u m e , używając próbek wzbogaconych w nieparzyste izotopy. W tym przypadku okazało się, że natężenie linii 3P()- 1S0 i 3P2- 1S() jest pro­ porcjonalne do ilości danego izotopu. Nowe spojrzenie na promieniowanie towarzyszące tego typu przejściom dostarczyły prace G a r s t a n g a i M i z u s h i m i (1967, 1964). G a r s t a n g obliczył prawdopodobieństwa wymienionych przejść dla Cd, Zn, Mg, Hg

98

_{L. Augustyniak. K. Dunajski}

przyjmując założenie o oddziaływaniu spinu jądra z powłoką elektronową i uwzględniając oddziaływanie elektronów w stanach 3P() i 3P , z elektronami w stanach 3Pj i *Pj należą­ cymi do tej samej konfiguracji elektronowej.

T a b e l a 4

W spółczynniki emisji promieniowania M2 i E l

Atom

A [A]

n _{A M2 t s ^ E l} ^...

(

s 1 Mg 4562 3 1,8 X 10~4 1,6 X 10~5 Zn 3040 4 8,7 X 10~4 2,3 X 10~4 Cd 3141 5 9,6 X 10- 4 6,9 X 10- 3 Hg 2270 6 3,6 X 1 0 ~ 3 1,5 X 10- 1 T a b e l a 5

Prawdopodobieństwo przejść typu M2

Atom A [A] Przejście _{^M 2}

Is łl

Hel OVII ArXVII FeXXV 591 21,8 3,97 1,88 ls2 p 3P2 - l s 2 1SQ ls2 p 3P2 - l s 2 1S 0 ls 2 p 3P2 - l s 2 *S Q ls2 p 3P2 - l s 2 ! S 0 0,22 3 X 105 3,1 X 108 6,5 X 109

W 1964 r. M i z u s h i m a zwrócił uwagę na możliwości występowania promieniowania M2 w przypadku wzbronionych przejść interkombinacyjnych. Ciekawe w tym zagadnieniu jest, jaką wartość mają natężenia przejść M2 i wymuszonych przejść E l. Odpowiednie prawdopodobieństwa wyliczył G a r s t a n g (1967). Otrzymane przez niego wartości współ­ czynników emisji promieniowania M2 i E l zawiera tab. 4. G a r s t a n g obliczył także prawdopodobieństwa przejść dla atomów wysoko zjonizowanych, gdzie wspomniane prawdo­ podobieństwo emisji M2 okazuje się bardzo duże. Tabela 5 zawiera otrzymane dla szeregu izoelektronowego helu wartości prawdopodobieństw. Widać, że wykazują one pewną prawidło­ wość, mianowicie jeśli

An

= 0, to

A M2

zmienia się proporcjonalnie do Z8 , jeśli

An

= 1 to

A m2

zmienia się proporcjonalnie do Z3 . Powyższy wynik teoretyczny pozwala oczeki­ wać dużych wartości prawdopodobieństw przejść typu M2 dla linii, odpowiadającej

An = 0

i dla pierwiastków o dużym Z (tab. 5).

Pierwszych obserwacji linii typu M2 odpowiadającą przejściu 3P2- 1S() dokonali dla cynku Zn F o o t e i T a k a m i n e (1925) oraz F u k u d a (1926). Podobnych obserwacji dokonano badając linie w Cdi i Hgl. Linia 4562,5 A odpowiadająca temu samemu przejściu

Badania promieniowania multipobwego atomów

99

w Mgl była obserwowana przez B o w e n a (1960) w świeceniu mgławicy NGC 7027. Jak dotąd nie obserwowano tej linii w warunkach laboratoryjnych. Doświadczalne potwier­ dzenie istnienia promieniowania M2 zawiera praca M a r r u s a i S c h m i e d e r a z labora­ torium w Berkeley (1970). Badali oni przejścia M2 ls2p23P2—Is2 1 ^ w helopodobnymi argonie. Pomiary czasu życia tego stanu wykonane były metodą „beam foil spectroscopy” (strumień-folia). Rysunek 2 ilustruje ideę tego doświadczenia.

Rys. 2. Schem at aparatury użytej w metodzie strumień-folia prżez M a r r u s a i S c h m i e d e r a w 1970 r.

Z akceleratora ciężkich jonów (HILAC) otrzymano jony argonu o ładunku +14 i o energii 10,3 MeV/nukleon. Strumień jonów przechodzi przez cienką folię węglową o gęstości po­ wierzchniowej 10 jug/cm2 przesuwalną względem detektora w granicach od 15 do 200 cm. Przechodząc przez folię jony ulegają dalszą jonizacji i wzbudzeniu. Wzbudzone jony wracają do stanu podstawowego lub metastabilnego.

Dużą część stanowią jony helopodobne w stanie metatrwałym ls2p23P2. Spontaniczne promieniowanie atomów w tych stanach jest rejestrowane poza folią przez detektor Si (Li) promieni

X.

Dla różnych położeń folii otrzymane widmo energetyczne zawierało część ciągłą widma będącą wynikiem promieniowania dwufotonowego i ostry pik, który pocho­ dził od spontanicznej emisji promieniowania magnetycznego kwadrupolowego i magne­ tycznego dipolowego. Ponieważ czasy gaśnięcia przejść typu M2 i Ml różniły się znacznie, analizując krzywe gaśnięcia można było oba typy promieniowania rozdzielić i obliczyć czas życia atomu w stanie ls2p 23P2- Należy zauważyć, że z poziomu tego jest również możliwa emisja na poziom 3S j promieniowania E l. Po uwzględnieniu prawdopodobieństwa

100

_{L. Augustyniak, K. Dunajski}

przejść ty p u E l z wyznaczonych prawdopodobieństw emisji promieniowania M2 i Ml otrzym ano czas życia atom u w stanie 3P2 zgodny z obliczonym teoretycznie.

II. PROM IENIOW ANIE DWUFOTONOWE

Emisja promieniowania elektromagnetycznego przez w odoropodobne atom y związana z przejściem atom u ze stanu 22S do stanu 12S b y ła przez długi okres przedm iotem teore­ tycznych rozważań. Dopiero B r e i t i T e l l e r (1940) pokazali, że przejściu ze stanu 22S do podstawowego powinna tow arzyszyć emisja dwu fotonów . W procesie, k tó ry oznaczamy symbolem 2E1, widmo energetyczne fotonu jest ciągłe, a suma energii dwu fotonów wy- promieniowanych jest równa różnicy energii atom u w stanach związanych z taką emisją. S p i t z e r i G r e e n s t e i n (1951) wykorzystali efekt dwufotonowej emisji do wyjaśnie­ nia ciągłego widma mgławic planetarnych. W oparciu także o ten efekt obliczyli czas życia poziomu m etątrw ałego 22S wodoru. Uzyskana przez nich w artość zgadza się z o trzy ­ maną później przez S h a p i r o i B r e i t a (1959), którzy obliczyli czas życia m etatrw ałego

o

stanu 2 S w atom ach w odoropodobnych o liczbie atomowej Z w oparciu o wyprowadzony przez nich wzór:

^ 2 E l ( 2 2 s i / 2 ~ l 2 s i/2> = 8 »226 s - i . (27) D a l g a r n o i D r a k e (1968) rozważali dw ufotonow ą emisję przy przejściu ze stanu 2*S i 13S do stanu podstawowego 11SQ.

Warto zauważyć, że jednofotonow e przejścia ze stanu 2 1S0 do podstawowego są wzbronione dla wszystkich rzędów promieniowania zarówno ty p u elektrycznego jak i magne­ tycznego. Chociaż emisja spontaniczna przy przejściu ze stanu 2 3S j może być związana z promieniowaniem typu M l, to , jak pokazali B r e i t i T e l l e r (1951), praw dopodo­ bieństwo tego procesu jest bardzo m ałe. Dwufotonowa emisja ze stanu 2 1SQ różni się od dwufotonowej emisji przy przejściu ze stanu 23Sj. W drugim przypadku fotony o b ­ darzone są m om entem pędu

L

= 1. Ta różnica w pływ a na rozkład kątow y i energetyczny wyemitowanego promieniowania. R ozkład energetyczny promieniowania w obu przypadkach jest sym etryczny, ale ta symetria jest różna dla promieniowania ze stanu 2 1SQ i stanu 2 3Sj. Rysunek 3 pokazuje rozkład energetyczny promieniowania dwufotonowego dla obu przypadków.

Dla przejść 2 3S 1—1 ^ prawdopodobieństwo tego, że każdy foton zabierze połow ę energii jest równe zeru, podczas gdy dla przejść 2 1S0 —l ^ prawdopodobieństwo takiego efektu jest maksymalne.

Niewielka jest liczba prac doświadczalnych dotyczących przejść dw ufotonow ych. Jako pierwsi dw ufotonow e przejścia obserwowali L i p e l e s , N o v i c k , T o l k (1965) w zjoni- zowanym helu H eli. W 1968 r. E l t o n , P a l u m b o i G r i e m przypisali ciągłe widmo obserwowane w koronie słonecznej emisji dwufotonowej ze stanu 2 ł S0 helopodobnego jo n u ośm iokrotnie zjonizowanego neonu (NeIX). W laboratorium V o n D y c k , J o h a n s o n i S h u g a r (1970) badali dw ufotonow e przejścia ze stanu 2 1S0 helu m etodą strumienia

Badania promieniowania multipolowego atom ów 101

c j ( a . ' u . )

b

y - E , /E,+E2

Rys. 3. R ozkłady prawdopodobieństw emisji fotonu o wybranej częstości w akcie emisji dwufotonowej. Na rys. 3a przedstawiono zależność tego prawdopodobieństwa dla przejścia 2*S—l^S w atomie helu

•

3 1

*

od częstości jednego z fotonów. Na rys. 3b zależność tę przedstawiono dla przejścia 2 S - 1 S w atomie helu, gdzie przyjęto jako argument funkcji stosunek częstości jednego fotonu do sumy częstości oby­ dwu. Rysunki zaczerpnięto z pracy A. D a 1 g a r n o i G. W. D r a k e, Memories de la Soc., Roy. des

Sciences de Liege, Ser. V, t. XVIII

termicznego. Natomiast wymienieni już M a r r u s i S c h m i e d e r (1970) otrzymali czas życia stanu 2 2S wodoropodobnego argonu metodą „beam foil” . Otrzymana przez nich wartość 3,47 • 10~ 9 s zgadza się z wartością otrzymaną teoretycznie.

W dokumencie Postępy Astronomii nr 2/1977 (Stron 43-47)