Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Методические вопросы 20
1.1. Экспериментальная установка. 20
1.1.1. Бета-спектрометр с регулируемым угловым расстоянием между источником и детектором для исследований спектров К-электронов Оже 20
1.1.2. Новый блок многоленточного бета-источника 23
1.1.3. Устройство для изменения используемого телесного угла бета-спектрометра 29
1.2. Бета-источники.<Приготовление радиоактивных источни
ков для прецизионной ядерной спектроскопии методом
фракционной возгонки 32
1.2.1. Обзор результатов применения метода фракционной возгонки 36
1.2.2. Некоторые вопросы механизма фракционной возгонки 37
1.2.3. Оборудование для проведения фракционной возгонки 46
1.3. Обработка электронных спектров с помощью табулиро
ванной стандартной линии 52
ГЛАВА II. Исследование кмм-переходов оже, сопровождаквдх распад радиоактивных ядер 58
2.1. Экспериментальное исследование КММ-переходов Оже в
некоторых средних и тяжелых атомах 58
2.1.1. КММ- и КМ^-переходы в палладии ( Z = 46) 58
2.1.2. КММ-, КМХ- и КХУ-переходы в ксеноне ( Z = 54) 63
2.1.3. КММ-переходы в самарии ( Z. = 62) 70
2.1.4. КММ-переходы в тулии ( Z = 69) 74
2.1.5. КММ-переходы в платине (Z = 78) 79
2.1.6. КММ-переходы в полонии ( Z = 84) 86
2.2. Нерелятивистские расчеты вероятностей KMJ MJ переходов Оже в схеме промежуточной связи с учетом взаимодействия конфигураций (18 ^ Z ^ 54) 95
2.3. Сравнение результатов экспериментального исследова ния КММ-переходов Оже и результатов расчетов. Адекватная теория вероятностей КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах 98
2.3.1. Энергии КММ-переходов Оже 99
2.3.2. Относительные интенсивности КММ-переходов Оже. Адекватная теория вероятностей КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах. 103
2.4. Обсуждение результатов экспериментального исследования относительных интен'сивностей КМХ- и КХУ-пе-
реходов Оже 119
ІЛАВА III. Исследование вероятностей kll- и klx-переходов оже в некоторых срещних и тяжелых атомах 128
3.1. KLL-переходы Оже 129
3.1.1. KLL-переходы в палладии (Z = 46) 129
3.1.2. KLL -переходы в платине ( Z = 78) 135
3.1.3. KLL-переходы в полонии (Z = 84) 140
3.2. KLX-переходы Оже 144
3.2.1. KLM- и KLH-переходы в палладии ( Z = 46). 144
3.2.2. ULX-переходы в платине ( Z = 78) 151
Заключение 159
Литература
- Бета-спектрометр с регулируемым угловым расстоянием между источником и детектором для исследований спектров К-электронов Оже
- КММ- и КМ^-переходы в палладии ( Z = 46)
- Сравнение результатов экспериментального исследова ния КММ-переходов Оже и результатов расчетов. Адекватная теория вероятностей КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах
- KLL -переходы в платине ( Z = 78)
Введение к работе
Актуальность исследования эффекта Оже определяется традиционными потребностями ядерной физики [2], фундаментальной ролью этого явления в физике атома [з] и весьма широким применением Оже-спектроскопии в качестве метода исследования [4, б].
В ядерной физике интерес к эффекту Оже обусловлен тем, что знание основных величин, характеризующих его, позволяет определять относительные вероятности электронного захвата и испускания позитронов, находить коэффициенты внутренней конверсии, мулъти-польности низкоэнергетических гамма-переходов и др. [2]. Часто случается, что исследование спектров электронов внутренней конверсии (~100 кэБ и ниже), накладывающихся на Оже-спектры, может быть проведено лишь при наличии точной информации об энергиях и интенсивностях переходов Оже [б].
Вероятности Оже-переходов являются более чувствительными к деталям волновых функций электронов, чем многие другие измеряемые атомные величины [7]. Поэтому результаты экспериментального исследования переходов Оже представляют собой основу для проверки существующих атомных моделей, включая сюда и взаимодействие атомных электронов.
Значительный интерес к эффекту Оже определяется также и тем, что он является примером широко распространенного в природе способа распада квазистационарных состояний Ферми-систем [в].
Наконец, необходимость в расширении методических возможностей Оже-спектроскопии настоятельно требует более глубокого понимания этого эффекта.
В настоящей работе всё внимание будет сосредоточено на К-переходах Оже, исследование которых, на наш взгляд, имеет решающее значение для создания адекватной теории эффекта Оже. Главными причинами этого являются следующие: во-первых, незначительное влияние химического состояния атомов на волновые функции К-, L- и М-электронов,участвующих в К-переходах Оже (по крайней мере для средних и тяжелых атомов), поскольку учет этого влияния усложнил бы и без того крайне громоздкие расчеты; во-вторых, существенная роль в К-переходах Оже релятивистских и корреляционных эффектов; в-третьих, относительно простая структура К-спект-ров, которая позволяет достаточно точно измерять энергии и интенсивности переходов Оже.
Как в экспериментальном, так и в теоретическом плане сейчас наиболее полно исследованы АТХ-переходы Оже. Спектр KLL-электронов имеет сравнительно простую структуру (девять линий согласно схеме промежуточной связи) и обладает наибольшей интенсивностью среди Оже-спектров К-серии. Для вероятностей KLL -переходов в области средних и тяжелых атомов установлены эмпирические зависимости [9]. Выполнение теоретических расчетов для Оже-переходов К-серии также наименее сложно в случае KLL -переходов. В последнее время в теоретическом описании вероятностей ULL -переходов достигнут существенный прогресс. Проведение двух независимых и хорошо согласующихся между собой расчетов в схеме промежуточной связи с учетом взаимодействия конфигураций [Ю, II ] резко улучшило согласие теории с экспериментом. Однако, здесь обнаружились не вполне понятные трудности в описании интенсив-ностей компонент АХ^-дублета.
Далеко не так подробно исследованы KLX -переходы Оже, хотя они представляют не меньший интерес, чем KLL-переходы. Более сложная структура KLK-спектров (так теория промежуточной
связи предсказывает в АШ-группе 36 линий [l2]) и несколько меньшая их интенсивность создают дополнительные трудности при изучении этих спектров. Поэтому количество работ, посвященных экспериментальному исследованию АХХ-спектров, значительно меньше, чем в случае KLL-группы. Немногочисленная экспериментальная информация о /CLM- и KLM -переходах позволила установить только характер зависимостей относительных интенсивностей этих переходов от атомного номера в области средних и тяжелых атомов [із]. Релятивистские расчеты вероятностей KLX-переходов проводились лишь в схеме jj -связи [14х', Іб].
Весьма актуальны исследования других групп К-переходов Оже, в частности, не изучавшейся ранее экспериментально (из-за чрезвычайной сложности проведения таких исследований) группы КММ-пе-реходов. Как и в случае KLX-спектра, вероятности КШ-переходов вычислялись релятивистски только в приближении jj -связи [14, Іб306']. Естественно, необходима экспериментальная проверка этих расчетов. Но это лишь небольшая часть основной цели настоящей работы. В целом, исследование КММ-переходов Оже (экспериментальное и теоретическое) позволило бы понять,как изменяется роль релятивистских эффектов, типа связи и взаимодействия конфигураций по мере приближения к "периферии" атома и сформулировать требования к адекватной теории КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах.
Для представления о сложности экспериментального исследования КММ-переходов Оже в области средних и тяжелых атомов дадим краткий обзор известных сведений об этих переходах.
По мере вовлечения в К-переходы Оже электронов более верхних оболочек структура спектров сильно усложняется. Так, если KLL-
*'Расчеты [14] выполнены только для А7,Л?-переходов Оже.
^Расчеты [іб] проведены для КММ-, КМХ- и КХУ-переходов Оже.
группа содержит только девять линий, то,согласно предсказаниям теории промежуточной связи [іб],КММ-спектр включает в себя уже 35 переходов. Часть КММ-спектра, в формировании которого участвуют Mj-, М2- и М3-подоболочки, состоит из десяти линий, шесть из которых, как и в ULL-группе, образуют три тесных дублета -км1м2('р,, zpQ), км1м3(3Р,,% ) И км3мз(зро >%ї> а Щ^%) -и КМ2М2( fS0)-линии являются одиночными. Б отличие от AXL-спект-ра, где Кі2Ьг{В2)-линия является одиночной, здесь мы имеем очень тесный дублет ЕМ2М3( ^2* Р* ) Оставшиеся 25 линий ЕММ-группы составляют пять дублетов - EMjM4( D2, Di)i KMjMg( B2> Л3), КМ2М4('Р, , 3Д, ), КМ2М5( V3,3P2) и М4М4(У50 ,), один триплет -КМ5М5(3Р0 ,3F2,%) и три квартета - ЕМ3М4(3А» ^* ^в >\ )' км3м5(3р,, 3/"3 , %,% ) и м4м5(^, 3Р, , % ,% ).
На рис.1 показано расположение линий в КММ-спектре3^, следующее из полуэмпирических расчетов Ларкинса [іб], выполненных в схеме промежуточной связи. Относительный энергетический интервал между EMjMj( S0 )- и КМ2М3( D2 )-линиями, содержащий семь переходов, составляет лишь 1,1% для Z = 45 и увеличивается до 1,4% для Z = 85. Оставшиеся 28 переходов расположены на несколько большем интервале.
На рис.1 нанесены лишь крайние компоненты КМ3М4- и М3М5-мультиплетов. Группа КМ4 gM4 5-лЛиний не приводится, потому что при Z<54 на неё накладываются линии ЩЛ/-спектра, нанесение которых сильно усложнило бы верхнюю часть рис.1. Наконец,
^Нормирование положений на разность энергий KM2M3(yZ>2)- и EMjMj( 50 )-линий обусловлено тем, что для всех атомных номеров Z эти линии не пересекаются с другими, т.е. в измеренных спектрах они являются одиночными.
Ы
2.00
1.50
1.00
0.50
кМзМЛЪЛШ
КМ,МА) КМ3Мз(3Р0)
кмдґрД)
кмдО)Д) кмд(1д,3д)
кмд(\)
КМД(3Ра)
кмдПэ)
кмд(3р0) кмдГр,)
КММД5Л
80 z
Рис.1. Зависимость энергетических положений линий EMM-спектра, отнесенных к разности между энергиями KR/yHgC D2)- и KM-j-Mj ( S0) -линий, от атомного номера Z . Размеры заштрихованных областей вдоль оси ординат соответствуют естественным энергетическим ширинам КММ-переходов.
группу КМ4 5М4 5-линий удалось наблюдать только для двух тяжелых элементов ( Z = 69 и 84), где границы ММ- и КМ ^-спектров уже достаточно сильно раздвинуты. Её интенсивность оказалась весьма низкой и составила лишь ~1% от интенсивности всей ЕММ-группы.
Размеры заштрихованных областей вдоль оси ординат на рис.1 соответствуют естественным энергетическим ширинам КММ-переходов Оже. Для построения их использованы экспериментальные данные по ширинам К- и М-уровней, собранные в [9, 17]. Видно, что в области атомов с Z>45 расстояния между компонентами мультиплетов почти всюду не превышают естественных энергетических ширин КММ" линий (в большинстве случаев эти расстояния значительно меньше). Это обстоятельство делает практически невозможным исследование структуры мультиплетов.
При переходе от схемы промежуточной связи к схеме Jj -связи каждый из приведенных на рис.1 мультиплетов вырождается в одну линию, т.е. получается спектр, состоящий только из 15 линий. Однако и в этом случае плотность КММ-спектра высока, а значительные естественные энергетические ширины линий лишь усложняют ситуацию.
Представление об экспериментальных трудностях,с которыми приходится сталкиваться при измерениях КММ-спектров электронов Оже,можно получить из сравнения этих спектров с KLL-группой, исследование которой, как известно, представляет далеко не тривиальную задачу. Рассмотрим наиболее простую и интенсивную часть КММ-спектра, которая "подобна" KLL-группе, а именно KMj^i^-переходы. Относительный энергетический интервал, занимаемый ЕМу_оМ|_2~линиями, в4 f 5 раз меньше (соответственно для Z = 45 и Z = 85) того же интервала для АТа/л-линий, хотя количество линий в том и другом спектрах в случае ^'-связи одинаково, а для случая промежуточной связи отличается на единицу.
Однако,не только высокая плотность расположения линий в КММ-
спектре определяет сложность его экспериментального исследования. Крайне низкая интенсивность КММ-линий создаёт скорее более значительные трудности. Так суммарная интенсивность КММ-перехо-дов примерно в 20 4- 30 раз меньше (соответственно для Z= 85 и Z = 45) суммарной интенсивности КLL-переходов. Измерение столь слабых спектров является весьма сложной задачей. Дополнительно в измеренных КММ-спектрах будет иметь место значительное ухудшение отношения сигнал-фон.
В случае КМХ- и КХУ-спектров ситуация ещё более усложняется - плотность линий увеличивается, а их интенсивность падает.
Таким образом, проведение экспериментальных исследований КММ-переходов Оже представляет собой задачу несоизмеримо более сложную, чем изучение KLL-переходов. Этим объясняется то, почему ранее никому не удалось экспериментально исследовать струк-туру КММ-спектров в области средних и тяжелых атомовя/.
Один из крупнейших специалистов в ядерной спектроскопии Д.Гейгер (Чок-Ривер) в своём обзорном докладе на 1-ой Международной конференции по явлениям ионизации внутренних оболочек (Атланта, США, 1972) следующим образом охарактеризовал трудности таких исследований: "Отсутствие в настоящее время экспериментальных сведений о КММ-спектрах вызвано как высокой плотностью линий в этих спектрах, так, в ещё большей степени, и их весьма низкой интенсивностью. Здесь эксперимент в любом случае даст согласующуюся проверку расчетов" [20].
*'В области легких атомов спектры КММ-электронов Оже исследовались для двух элементов: магния ( Z = 12) [їв] и аргона ( Z = 18) [l9J. Однако, в случае магния КММ-спектр состоит только из одной KMjMj-линии, тогда как в КММ-спектре аргона удалось выделить лишь KMjMj-, KMjMg 3-" и ^ 3 з"**1015.
- II -
Поскольку в настоящей работе экспериментальные исследования КММ-переходов ограничены областью средних и тяжелых атомов, то в качестве источников К-электронов Оже наиболее удобно использовать радиоактивные источники. Б этом случае начальные.вакансии в К-оболочке образуются в результате ядерных процессов - К-за-хвата и внутренней конверсии на К-оболочке. Создание начальных К-вакансий внешними излучениями (ионизация рентгеновскими лучами, электронным или ионным ударом) в указанной области атомов наталкивается на трудности принципиального характера, обусловленные тем, что одновременно с ионизацией К-оболочки с большой вероятностью ионизируются и более высокие оболочки.
.. Перечисленные выше трудности экспериментального изучения КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах можно преодолеть только при решении ряда методических задач. Прежде всего, для измерений спектров КММ-электронов необходимо использовать бета-спектрометры, обладающие приборным разрешением лучше 0,1$ по импульсу и как можно большей светимостью, т.е. для этого нужен прибор, который по своим рабочим параметрам не уступал бы лучшим существующим бета-спектрометрам. Поскольку светимость бета-спектрометров не беспредельна , особо важное значение здесь приобретают вопросы, связанные с резким повышением удельной и абсолютной активности бета-источников. Наконец, необходима строгая статистическая обработка измеренных спектров электронов Оже с помощью быстродействующих ЭВМ.
Как уже отмечалось, основной целью настоящей работы является исследование КММ-переходов. Однако, не меньший интерес представляют ранее экспериментально не изучавшиеся MX- и КХУ-пере-ходы Оже. Поэтому мы исследовали также расположенные сразу за КММ-группой спектры КМХ- и КХУ-электронов Оже.
Наконец, поскольку спектры ЕММ-электронов Оже по сравнению
с KLL-спектрами состоят из значительно более тесно расположенных компонент с интенсивностями во много раз меньшими, чем в случаях KLL- и Л2Л/-спектров, то ясно, что выполнение достаточно точных и подробных исследований спектров КММ-переходов предопределяет и проведение прецизионных исследований KLL- и KLX-спектров. Поэтому в тех случаях, где представлялась возможность значительно дополнить или уточнить имеющиеся экспериментальные
данные по KLL- и Л'ЛА'-переходам, такие исследования нами прово-ж)
ДИЛИСЬЛ/ .
Настоящая работа выполнялась по научному плану Института ядерной физики АН КазССР 1976-1980 г.
Остановимся на основных моментах настоящей диссертационной работы.
Успешное проведение экспериментальных исследований КММ-пе-реходов Оже потребовало использования всех достижений спектроскопии электронов низких энергий. Связанные с этим вопросы подробно рассматриваются в первой главе работы.
Для измерения спектров К-электронов Оже применялся построенный ранее магнитный бета-спектрометр с двойной фокусировкой и регулируемым угловым расстоянием между источником и детектором [9], впоследствии снабженный блоком многоленточного бета-источника [із]. Этот бета-спектрометр, имея в исследуемой здесь области энергий следующие основные характеристики - приборное разреше-ние 0,06$ по импульсу и светимость 1,0« 10"* см , соответствует лучшим существующим бета-спектрометрам. Для расширения круга радиоактивных ядер, при распаде которых испускаются электроны Оже, нами был создан новый блок многоленточного бета-источника, позволяющий использовать подложки из радиационностойких и термостой-
к'Таким образом, нами измерялись спектры электронов Оже с энергиями от 17 до ~ 100 кэВ.
- ІЗ -
ких материалов, В настоящей работе многоленточные бета-источники применялись уже во всех измерениях, тогда как ранее при исследовании Оже-спектров такие источники использовались лишь эпизодически» Дополнительно, для прохождения отдельных участков спектров или с повышенным разрешением или же с большей статистикой бета-спектрометр был снабжен устройством, позволяющим без нарушения вакуума регулировать телесный угол.
Так как светимость применяемого бета-спектрометра близка к предельной, то методическая часть настоящей работы главным образом была связана со значительным повышением качества приготавливаемых для измерений бета-источников. Особое внимание при этом уделялось использованию метода фракционной возгонки. Проведена систематизация существующих результатов по применению этого метода для получения радиоактивных изотопов высокой удельной активности и приготовления из них источников для прецизионной ядерной спектроскопии. Рассмотрен механизм процесса фракционной возгонки, что позволяет оценить возможности применения этого метода к конкретным парам мишень-продукт реакции. Для отработки методик и приготовления бета-источников в хорошо защищенном тяжелом химическом боксе нами создан комплекс оборудования, управляемый копирующими манипуляторами.
В настоящей работе измеренные электронные спектры были лишь частично разрешены или вообще не разрешены, поэтому большое значение имела тщательная математическая обработка результатов измерений с помощью быстродействующих ЭШ. Обработка измеренного спектра состояла в его аппроксимации по методу наименьших квадратов линиями, представляющими собой свертку приборной линии и естественных энергетических распределений соответствующих электронных линий. Предполагалось, что последние являются распределениями Лоренца. Приборная же линия соответствовала реальной ли-
нии бета-спектрометра и задавалась в виде таблицы чисел. Этот метод использовался ранее в работе [із]. С целью ускорения проведения обработки спектров электронов Оже нами осуществлен переход на более быстродействующую машину БЭСМ-6/7 (по сравнению с БЭСМ-4 в [із]), позволивший сократить время обработки более чем на порядок.
Вторая глава настоящей работы начинается с детального описания получения экспериментальных результатов по КММ-, КМХ- и КХУ-переходам Оже в атомах с Z = 46, 54, 62, 69, 78 и 84. Параллельно с этим даётся довольно подробное описание как методов приготовления соответствующих бета-источников, так и особенностей математической обработки измеренных электронных спектров. Полученные экспериментальные данные по энергиям и относительным интенсивно стям КММ-переходов имеют высокую для такого рода измерений точность. Следует отметить значительную ширину диапазона изученных элементов и их достаточно равномерное распределение в этом диапазоне.
Затем, во второй главе, проводится анализ всей совокупности полученных экспериментальных результатов по КММ-переходам Оже.
Сравнение данных релятивистских расчетов энергий КММ-пере-ходов, выполненных Іаркинсом в приближении промежуточной связи с учетом взаимодействия (3s)2- и (Зр) - конфигураций "дырок" [іб], с нашими экспериментальными результатами по относительным ( Z = 54, 69 и 84) и абсолютным (Z = 54 и 69) энергиям этих переходов показало, что расчеты хорошо согласуются с экспериментом. Таким образом,здесь впервые была продемонстрирована высокая надежность полуэмпирических расчетов [іб] энергий КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах.
На основе экспериментального материала по относительным ин-тенсивностям КММ-переходов Оже впервые установлен характер зави-
симостеи этих интенсивноотеи от атомного номера в области 46
Впервые обнаружена достаточно близкая аналогия в распределениях экспериментальных интенсивноотеи между линиями KM JMj^g-и KLL-спектров. Близки между собой также характер и величина отклонений результатов измерений от результатов релятивистских расчетов в приближении JJ-связи для относительных интенсивноотеи КМ^М-^д-переходов (Балла и др. [14]) и АТХ-переходов (Балла и Рамздал [21] ).
Сравнение результатов нерелятивистских расчетов вероятностей КМ-_дМ-[-_д-переходов, выполненных нами в схеме промежуточной связи с учетом и без учета взаимодействия (3s) - и (Зр) -конфигураций "дырок1,1 и найденных экспериментальных зависимостей относительных интенсивноотеи этих переходов впервые показало, что роль релятивистских эффектов и взаимодействия конфигураций в KMj_oMj о-переходах приблизительно такая же, как и в случае KLL-переходов.
Всё это позволило впервые сформулировать требования к адекватной теории вероятностей КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах. Соответствующие расчеты должны базироваться на релятивистской теории и строится в схеме промежуточной связи с учетом взаимодействия конфигураций.
Сравнение как экспериментальных относительных интенсивноотеи групп MjM4 5-, КМ2М4 5" и ^3 5~пеРеходов с Даннш/|И релятивистских расчетов, выполненных в приближении JJ -связи [l4, I5J, так и этих расчетов между собой, позволило нам сделать вывод о необходимости повышения точности вычислений волновых функций Заґ-электронов в области формирования амплитуд К-переходов Оже.
После опубликования сформулированных выше требований к адекватной теории вероятностей КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах соответствующие расчеты были выполнены Ченом и др. [22]. Их результаты подтвердили справедливость наших выводов.
Завершается вторая глава обсуждением результатов впервые проведенного экспериментального исследования относительных интенсивностеи КМХ- и КХУ-переходов Оже. Сравнение результатов релятивистских расчетов, выполненных Ченом и др. в приближении JJ -связи [іб],с нашими данными*' показало, что эти расчеты неправильно описывают относительные интенсивности КМХ-переходов в атомах с Z~50. Что касается КХУ-переходов Оже, то лишь для Z = 54 в КХУ-спектре удалось выделить определенные линии и группы линий. Б частности, мы смогли измерить относительные интенсивности К>/К-переходов. При сравнении распределения экспериментальных интенсивностеи между компонентами кХ^^з^-З-спектра соответствующими распределениями в KMj__gMj_g- и KLL-спектрах обнаружено, что они аналогичны. По-видимому, всё сказанное выше о КММ-переходах может быть перенесено и на К^-переходы.
Для относительных интенсивностеи MX- и КХУ-групп впервые установлен характер зависимостей этих интенсивностеи от.атомного номера в области 46 < Z < 84. И здесь расчеты Чена и др. [іб] в основном неверно предсказывают относительные интенсивности.
Проведенный анализ позволил нам предположить,что, как и в случае КММ-переходов, причиной расхождения расчетов [іб] с экспериментом для относительных интенсивностеи КМХ- и КХУ-переходов в атомах с 46 < Z < 84 является недостаточная точность вычисления волновых функций электронов М-, Х~» 0- и Р-оболочек в области формирования амплитуд К-переходов Оже.
х'Только для двух элементов (Z = 46 и 54) в КМХ-спектрах удалось выделить линии, соответствующие определенным группам переходов.
Третья глава посвящена прецизионным исследованиям KLL- и KLX -переходов Оже в некоторых средних и тяжелых атомах.
Впервые изучен спектр KLL-электронов Оже палладия (Z = 46). Измерены с высокой точностью относительные энергии и интенсивности всех девяти /СЛЛ-линий. Точнее и подробнее исследованы KLL-спектры платины (Z = 78) и полония ( Z = 84), в которых впервые удалось определить относительные интенсивности сателлитного XLfL3( Р2)-перехода. Полученные результаты существенно дополняют имеющиеся прецизионные экспериментальные данные по относительным интенсивностям А7,/,-переходов Оже в средних и тяжелых атомах.
Сравнение данных двух хорошо согласующихся между собой релятивистских расчетов вероятностей KLL-переходов, проведенных в схеме промежуточной связи с учетом взаимодействия конфигураций Асаадом и Петрини [ю] и Ченом и др. [п], с полученными здесь результатами даёт хорошее согласие,за исключением случая Ki^-дублета в области тяжелых атомов, где эти расчеты, правильно описывая суммарную относительную интенсивность AXrAg-дублета, интенсивности его компонент предсказывают неверно. Такие же выводы следуют из сравнения этих расчетов со всей совокупностью прецизионных экспериментальных данных.
Намного точнее и подробнее исследованы относительные интенсивности KLX-переходов Оже в палладии (Z =46) и платине (Z = 78). Полученные результаты, благодаря своей высокой точности и детальности, существенно дополняют весьма немногочисленный прецизионный экспериментальный материал по относительным интенсивностям KLX-переходов в средних и тяжелых атомах.
Наконец, проведенное сравнение результатов релятивистских расчетов вероятностей ЛЛ/-переходов (Балла и др. [і4]) и KLX-переходов (Чен и др. fl5]), выполненных в приближении JJ -связи, как между собой, так и с нашими экспериментальными данными, по-
зволило сделать следующее заключение: для атомов с z>46 jj-связь является достаточно хорошим приближением при описании относительных интенсивностей К-переходов Оже, оставляющих атом ионизированным в разных оболочках. Однако, для АХМ-переходов в области атомов с Z ~ 46 начинают проявляться отклонения от теории с JJ -связью, и адекватное рассмотрение вероятностей этих переходов для Z<:46 должно основываться на схеме промежуточной связи. Как и в случае КММ-переходов, отмечается недостаточная точность расчетов волновых функций Зя'-электронов в области формирования амплитуд К-переходов Оже.
В заключении подведены основные итоги выполненных нами исследований.
Основные результаты настоящей работы были опубликованы: в материалах ХХГХ-, XXX- и ХХХП-Всесоюзных совещаний по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (1979, 1980, 1982) - [46, 50, 66, 69, 72, 76, 78, 82, 86, 90], 2-ой Международной конференции по явлениям ионизации внутренних оболочек (Фрейбург, ФРГ, 1976) - [67];
В международных физических журналах "Physics Letters" - [45І, "Journal of Physics" - [44, 47J, "Journal of Electron Spectroscopy and Related Phenomena" - Г 70 J;
в республиканском научно-техническом сборнике "Проблемы ядерной физики и космических лучей" - [28, 49J; в препринте Института ядерной физики АН КазССР - [зз].
Автор выносит на защиту:
Методические разработки, позволившие впервые провести экспериментальное исследование КММ-, КМХ- и КХУ-переходов Оже в атомах с 46 < Z < 84.
Экспериментальные результаты исследования КММ-переходов Оже в некоторых средних и тяжелых атомах (Z =46, 54, 62, 69,
78 и 84).
Установленные экспериментальные зависимости относительных интенсивностей КММ-переходов Оже от атомного номера в области 46 < Z < 84.
Обнаруженную аналогию в распределениях экспериментальных интенсивностей между линиями KMj_gMj__g- и KLL -спектров электронов Оже в области 46 г Z < 84.
Результаты нерелятивистских расчетов вероятностей KMjJWj^g-переходов Оже, впервые проведенных в схеме промежуточной связи с учетом и без учета взаимодействия конфигураций для атомов с 18 < Z < 54.
Сравнение результатов экспериментального исследования.КММ-переходов Оже и данных имеющихся теоретических расчетов. Требования к адекватной теории вероятностей КММ«переходов Оже в средних и тяжелых атомах, сформулированные на основе выполненных исследований.
Экспериментальные результаты исследования относительных интенсивностей MX- и КХУ-переходов Оже в некоторых средних и тяжелых атомах.
Обнаруженную аналогию в распределениях экспериментальных интенсивностей между линиями KKj_^)/j_3-, KMj_gMj_g- и KLL-спектров электронов Оже ксенона (Z = 54). Экспериментальные результаты исследований относительных интенсивностей АУХ-переходов (Z =46, 78 и 84) и KLX-переходов ( Z = 46 и 78), существенно дополнивших уже имеющиеся прецизионные результаты таких исследований. Выводы, полученные при сравнении найденных здесь экспериментальных относительных интенсивностей АХ^-переходов и имеющихся теоретических расчетов.
Бета-спектрометр с регулируемым угловым расстоянием между источником и детектором для исследований спектров К-электронов Оже
В настоящей работе все измерения спектров электронного излучения, сопровождающего распад радиоактивных ядер, проводились на построенном ранее магнитном бета-спектрометре с двойной фокусировкой и регулируемым угловым расстоянием между источником и детектором [23J.
Прототипом нашего бета-спектрометра является известный прибор с двойной фокусировкой на угол 1iV2 , впервые предложенный и построенный в 1946 г. Свартхольмом и Зигбаном [24]. В этом приборе использовалось поперечное неоднородное магнитное поле с аксиальной симметрией, средняя плоскость которого является плоскостью антисимметрии. Электронно-оптическая ось спектрометра находилась в плоскости антисимметрии на радиальном расстоянии р0 от оси симметрии. Распределение поля, требуемое для двои - 21 ной фокусировки на угол ItV t создавалось с определенной точностью при помощи электромагнита с железными профилированными полюсными наконечниками. Как известно, в такого рода спектрометрах распределение магнитного поля изменяется в зависимости от его напряженности. Особенно большие отклонения в распределении возникают при слабых полях, что приводит к значительному ухудшению разрешения при энергиях анализируемых электронов порядка десятков кэВ.к Чтобы обеспечить достаточно хорошие рабочие характеристики бета-спектрометров с электромагнитом из железа по возможности в широком интервале энергий, топография поля обычно стабилизируется с помощью различных довольно сложных систем. В нашем спектрометре нет системы стабилизации распределения магнитного поля, что значительно упрощает его конструкцию, и в то же время, благодаря применению устройства регулирования углового расстояния между источником и детектором, его разрешение остаётся постоянным и довольно высоким при энергиях порядка десятков кэВ [23J.
В основе работы прибора используется то обстоятельство, что поперечные неоднородные магнитные поля с осевой симметрией, имеющие радиальный градиент меньше нуля, обладают довольно хорошими фокусирующими свойствами, хотя строгая двойная фокусировка в этом случае отсутствует. Всегда может быть найдено такое угловое расстояние, при котором определяющий разрешение прибора размер изображения в радиальном направлении минимален. Возникающее при этом некоторое несовершенство изображения в аксиальном направлении может быть учтено путем увеличения высоты приёмной ще к Распределение поля также сильно зависит от предыстории магнитного состояния железа. Однако, это влияние довольно просто исключается тем, что перед проведением измерений.на спектрометре его магнитная система тщательно размагничивается.ли детектора. Таким образом, для каждой энергии анализируемых электронов имеется своё оптимальное угловое расстояние радиальной фокусировки.
Для установки приёмной щели детектора на соответствующем утловом расстоянии от источника бета-спектрометр был снабжен специальным устройством, позволяющем оперативно и достаточно точно помещать приёмную щель в требуемое место на электронно-оптической оси прибора (j00 - 243 мм) без нарушения вакуума. Использование этого устройства обеспечило сохранение высокой разрешающей способности бета-спектрометра в широком интервале магнитных полей, в том числе и слабых полей. Подробное описание конструкции спектрометра и метода его настройки на оптимальные угловые расстояния для работы в режиме минимальной радиальной ширины изображения даётся в работе [23]. Приведём здесь лишь его основные характеристики: в интересующей нас области энергий анализируемых электронов (от 17 до 100 кэБ) приборное разрешение составляет 0,06$ по импульсу при телесном угле 0,15$ от к К стерадиан, размерах источника 0,3 15 MWT И размерах приёмной щели детектора 0,5x25 мм2
Правильность передачи прибором относительных интенсивностей электронных линий при исследовании тех или иных участков спектра в рассматриваемом интервале энергий была проверена экспериментально.
Описанный бета-спектрометр ранее успешно применялся для исследований вероятностей KLL -переходов Оже в области средних и тяжелых атомов [9].
Так как изображение ленточного бета-источника в нашем спектрометре имеет фо]му дуги с радиусом кривизны равным НО мм и направленным по Р0 , то приёмная щель имеет соответствующую изогнутость.
Впоследствии светимость спектрометра была значительно повышена за счет использования многоленточного бета-источника, впервые предложенного Бергквистом [25], Наш источник состоял из 15-ти параллельных, электроизолированных друг от друга полосок, каждая размером 0,3 х 15 мм, и имел суммарную площадь 0,675 см . Зазоры между полосками равнялись 0,3 мм. 15-ти ленточный бета-источник размещался в спектрометре так, чтобы его плоскость была под углом 30 по отношению к радиусу, а центральная полоска находилась на электронно-оптической оси. Детальное описание конструкции блока этого источника и метода его настройки даётся в работе [із]. Следует отметить, что при использовании 15-ти ленточного источника не было обнаружено заметного ухудшения приборного разрешения по сравнению с разрешением, полученным с одноленточным источником, тогда как светимость бета-спектрометра была увеличена в 15 раз и достигла 1,0 Ю" 3 сиг. Таким образом, по своим рабочим характеристикам наш прибор стал соответствовать лучшим бета-спектрометрам.
КММ- и КМ^-переходы в палладии ( Z = 46)
Источником К электронов Оже палладия служил изотоп сереб-ра Дд , распадающийся путем К-захвата в на с периодом полураспада 8,5 дня. Кроме того,в 0,1$ случаев "Дд испытывает fi -распад в Pd . Достаточное количество этого изотопа удаётся накопить по реакции mPd(p,3n) "Дд . Облучение мелкодисперсной мишени из обогащенного до 99$ aPd проводилось протонами с энергией 30 МэВ.
Выделение юшДд из палладиевой мишени проводилось методом фракционной возгонки, впервые описанном в работе [48]. Для лучшей очистки ттДд от палладия нами использовалась следующая
Х В исследуемых атомах начальные вакансии в К-оболочке, приводящие к испусканию К-электронов Оже, создавались в результате ядерных процессов - К-захвата и внутренней конверсии на К-оболочке. трехстадийная процедура3 . Вначале мишень нагревалась в вольфрамовой лодочке до температуры 1300С. При этом выход 06trl/Jg достигал 40$. Испаряющееся из мишени серебро вместе с некоторым количеством палладия конденсировалось на охлаждаемой вольфрамовой фольге, из которой во второй стадии, уже при температуре Ю00С, оно перегонялось с выходом 100$ на ещё одну охлаждаемую вольфрамовую фольгу. Из последней, при той же температуре, "Дд возгонялось на подложку 15-ти ленточного бета-источника. Здесь и далее фракционная возгонка проводилась (если это не оговорено особо) на описанной ранее в 1.2.3 установке вакуумного испарения. Таким способом было приготовлено два бета-источника, с которыми мы провели измерения всей К-серии переходов Оже палладия.
Здесь мы остановимся на КММ-, КМ//- и К//]\/-переходах. Как видно из рис.2.1, на котором приводится имеющий наименьшую статистику спектр КММ- и КМК-электронов Оже палладия, качество полученных бета-источников оказалось хорошим. Приборное разрешение на этом спектре составляло 0,12$. Благодаря проведению трехкратной возгонки источники имели малую толщину, поскольку электронные линии в спектре имеют небольшие низкоэнергетические "хвосты". - В табл.2.1 приведены измеренные относительные интенсивности КММ-, КМ] - и К переходов Оже в палладии, полученные усреднением результатов обработки четырёх серий измерений [44]. Для обработки каждой серии табулированная стандартная линия находилась способом последовательных корректировок. За начальное приближение формы этой линии была взята / / -линия KLL-спектра, снятого в одной серии с обрабатываемым КММ-спектром, с несколько
Х/)В [48] применялась двухкратная возгонка. Однако, полученный таким способом бета-источник Ад из-за присутствия в нем палладия имел значительную толщину. Измеренный на нашем бета-спектрометре с этим источником спектр KLX-электронов Оже состоял из линий с развитым низкоэнергетическим "хвостом" [із]. уменьшенным низкоэнергетическим "хвостом". Корректируемая линия каждый раз сворачивалась с распределением Лоренца с (ГІмм-ЇІі[) При завершении обработки каждой серии остаточная сумма квадратов попадала в 68% доверительный интервал -распределения. Заметим, что данные, полученные для каждой серии измерений, оказались статистически совместными.
Фактически исследуемый КММ-спектр содержит больше линий, чем удаётся выделить при разложений. Однако, исследование с помощью критерия Фишера показывает, что ни одна линия, кроме показанных на рис.2.1, не может быть статистически обоснованно введена в измеренный спектр. Это хорошо согласуется с результатами полуэмпирических расчетов Ларкинса [іб] энергий КЩ-переходов, в соответствии с которыми мультиплеты, образующиеся при переходе от схемы уу-связи к схеме промежуточной связи, состоят из тесно расположенных компонент (см.рис.1). Поэтому здесь и далее мы будем пользоваться для обозначения линий КММ-, КМХ- и КХУ-спектров систематикой jj-связи.
Размещение в приведенном на рис.2.1 спектре Ш 2 шттл, на первый.взгляд,представляется малообоснованным. Однако, исключение её из спектра приводит к такой большой величине F j (I.I3), вероятность появления которой оказывается значительно ниже 1% уровня. Таким образом,нам удалось определить относительные интенсивности девяти линий и групп линий спектра КММ-электронов Оже палладия. Группа КМ4 gM g-линий налагалась на КМ]/-спектр.
Число конечных состояний атома палладия, имеющего две вакансии в М- и Х- оло чках» весьма велико. Согласно теории промежуточной связи,КМ -спектр содержит 70 линий, расположенных на относительном энергетическом интервале І,8% [іб]. Ясно, что детальные исследования столь плотного спектра невозможны. В схеме jj-связи КМ,К-спектр палладия состоит из 25 линий, поэтому здесь мы смогли определить интенсивности лишь четырёх больших групп KM f - 63 линий. Б случае К -спектра ситуация лишь усложняется - к более плотному расположению 15 линий (уу-связь) на энергетическом интервале 0,7% добавляется крайне низкая интенсивность К)///-пере-ходов. Поэтому мы не смогли исследовать структуру К////-грушш, а оценили только её суммарную интенсивность (на рис.2.1 группа К////-переходов не приводится).
В КМ]/- и кЖ-переходах Оже палладия участвуют электроны внешней У-оболочки. Поскольку исследовались несвободные атомы, состояние электронов //-оболочки может отличаться от принимаемого в теоретических расчетах.
Приведенные в табл.2.1 интенсивности КММ-, Mjtf- и К0-пере-ходов отнесены к суммарной интенсивности первых шести КММ-ЛИНИЙ. Такое представление данных для КММ-группы будет, по возможности, использоваться всюду. Кроме очевидного преимущества, связанного с исключением дополнительной ошибки, возникающей при использовании в качестве меры интенсивность какой-либо одной линии, представление результатов в такой форме оказывается весьма удобным при сравнении их с теорией. Последнее следует из изложенного ни ЖЄ В 5 . о . л .
Сравнение результатов экспериментального исследова ния КММ-переходов Оже и результатов расчетов. Адекватная теория вероятностей КММ-переходов Оже в средних и тяжелых атомах
Проведенное впервые экспериментальное исследование энергий и относительных интенсивностей КММ-переходов Оже в некоторых средних и тяжелых атомах позволяет проверить существующие расчеты для этих переходов.
Кроме НереЛЯТИВИСТСКИХ расчетов ВерОЯТНОСТеЙ Mj_gMj_gHie реходов в схеме промежуточной связи [7б], представленных выше (см. 2.2), известно ещё три работы, посвященные вычислению вероятностей КММ-переходов.
Кострун и др. [79],используя экранированные водородоподоб-ные волновые функции,рассчитали нерелятивистские вероятности КММ- и КМК перехоДБ 0же Для 27 атомов с 12 Z 70 в приближении AS-связи. Ранее было показано, что в случае KLLKLM- и АУЛ/-переходов водородоподобные волновые функции оказываются слишком грубыми для описания интенсивностей переходов Оже [9,13 Кроме того, приближение /,5-связи неприемлемо в рассматриваемой здесь области атомов. По этим причинам работа [79] нами обсуждаться не будет.
Первые релятивистские расчеты вероятностей КММ-переходов с корректными волновыми функциями принадлежат Балла и др. [І4І.
Эти расчеты проводились в схеме J J -связи для 10 атомов в области 21 Z. 4 93, Впоследствии аналогичные расчеты уже для 22 атомов с 18 4 Z 96 и всех энергетически разрешенных КММ-, КМХ-и КХУ-переходов с интенсивностью выше 10 5 миллиатомных единиц3 были опубликованы Ченом и др.[іб]. Результаты расчетов [14] и [і5] для абсолютных вероятностей сильнейших КММ-переходов практически совпадают.
Обширные расчеты энергий переходов Оже, в том числе и КММ-переходов для всех атомов с 18 Z1 100, проделаны в приближении промежуточной связи Іаркинсом [іб]. Для КМ- дМ- -переходов учитывалось взаимодействие (3s) - и (Зр) -конфигураций. Расчеты [іб] являются полуэмпирическими, так как в них используются экспериментальные энергии связи электронов в атомах. Величины интегралов Слэтера и поправок на адиабатическую релаксацию получены из релятивистской атомной модели Хартри-Фока. Заметим, что расчеты [іб] энергий КММ-переходов являются единственными.
Переходим к сравнению результатов перечисленных расчетов (кроме [79]) с экспериментальными данными,полученными в настоящей работе.
Спектр КММ-электронов Оже,согласно теории с -связью,состоит из 15 близко расположенных линий. Рассмотрение КММ-спект-ра в схеме промежуточной связи [іб] приводит к расщеплению большинства линий на весьма тесные мультиплеты (величины этих расщеплений для атомов с Z 45 почти всюду не превышают естественных энергетических ширин КММ-линий). В этом случае общее количество КММ-переходов увеличивается до 35. Однако, в настоящей работе не
Фактически, в статье Чена и др. [15] приведены вероятности переходов, превышающие І0"""3 миллиатомных единиц. удалось непосредственно зафиксировать структуру КММ-спектра, которая следует из схемы промежуточной связи. Мы не смогли статистически обоснованно ввести в измеренные КММ-спектры ни одной дополнительной линии кроме тех, которые следуют из приближения jj-связи. Поэтому для обозначения выделенных КММ-ЛЯЙНИЙ использовалась систематика jj -связи, хотя в атоме конечно фактически реализуется не jj -связь, а промежуточная связь.
Сначала рассмотрим относительные энергии КММ-переходов Оже, которые были измерены в ксеноне ( Z = 54), тулии (Z = 69) и полонии (Z = 84). Весь полученный экспериментальный материал собран в табл.2.8. Там же для сравнения приведены результаты полуэмпирических расчетов Ларкинса [іб], причем даны значения относительных энергий всех компонент мультиплетов, на которые расщепляются КММ-лПИшга при переходе от схемы v7-связи к промежуточной.
В KMM-СПЄКТрЄ ЛИШЬ KMjM-p и КЇ/ І -ЛЙНИИ являются одиночными. Измеренные энергии линий, имеющих сложную структуру, должны, по-видимому, смещаться к "центрам тяжести" мультиплетов. Наиболее корректное сравнение результатов измерений и расчетов Ларкинса [іб] можно было бы сделать, располагая данными по интен-сивностям компонент мультиплетов. К сожалению, в настоящее время информация подобного рода отсутствует. Однако, из табл.2.8 следует, что результаты измерений для KMjM2 , KMjMg- и KMgMg-линий сдвинуты в сторону тех компонент дублетов, которые в подобных, т.е. характеризуемых такими же термами, KLL-дублетах являются более интенсивными. Последнее свидетельствует о некоторой аналогии в распределении интенсивностей между компонентами названных дублетов в КММ- и KLL -спектрах.
KLL -переходы в платине ( Z = 78)
Для сравнения с экспериментальными данными в табл.2.12 приведены результаты расчетов Чена и др. [іб]. Напомним, что в [іб] представлены вероятности только тех К-переходов Оже, интенсивности которых превышают 10 и миллиатомных единиц. Б работе [іб] для случая КМХ- и КХУ-спектров к таким переходам отнесено лишь несколько Щ( переходов, тогда как вероятности остальных переходов, по оценке авторов [іб], лежат ниже названной границы. Так как Чен и др. фактически дают в [іб] вероятное-ти переходов, превышающие 10 миллиатомных единиц, то приведенные нулевые значения в табл.2.12 для "слабых" ЕМХ-переходов соответствуют этой границе.
Сравнение результатов расчетов [іб] с экспериментальными данными позволяет сделать для атомов с Z 50 следующие заключения: во-первых, эти расчеты неправильно описывают относительные интенсивности КМ)1-первходов и, во-вторых, неверно предсказывают весьма малые интенсивности остальных КМХ-переходов.
Поскольку исследовались несвободные атомы палладия, то состояние электронов его внешней -оболочки может отличаться от принимаемого в расчетах. Этим, казалось бы, можно частично объяснить расхождение теории с экспериментом в случае палладия. Однако, для ксенона мы наблюдаем в общем аналогичный характер отклонений теории от эксперимента, хотя в этом случае / -оболочка уже не является внешней. Таким образом, вывод о надежности расчетов Чена и др. [іб] для вероятностей КМ -переходов остаётся прежним.
Остановимся теперь на спектре КХУ-электронов Оже ксенона, который удалось надежно разложить на отдельные линии и группы линий (см.рис.2.3). Особый интерес представляют К/М-переходы. Как видно из табл.2.2,интенсивность К#-грушш в 20 раз мень ше суммарной интенсивности КММ-переходов. Роль ККК-группы в общей картине К-Оже спектра весьма скромна. Тем не менее представляет значительный интерес сравнение распределения интенсив-ностей между компонентами К Л -спектра с соответствующими распределениями в KM- Mj g- и KLL-спектрах. В табл.2.13 мы даём такое сравнение. Оказывается, что распределение интенсивнос-тей в КХ_зі _з-спектре близко к распределению интенсивностей в KLL- и, особенно, в KMj j g-cneKTpax [28]. Представляется весьма вероятным, что здесь имеет место аналогия, которая наблюдается между KLL- и KMj gMj -переходами. По-видимому, и всё то, что говорилось выше о КММ-переходах может быть перенесено и на КМ-переходы.
Наконец, перейдём к рассмотрению результатов измерения относительных интенсивностей КМХ- и КХУ-групп. Количество элементов, для которых удалось найти эти интенсивности, по сравнению с рассмотренными выше случаями, уже значительно больше. Все полученные результаты сведены вместе в табл.2.14.
Дадим небольшое пояснение к приведенным в табл.2,14 данным. В основном это связано с тем, что слабая КМ М4 5-группа линий в половине атомов не отделялась от ЕМХ-спектра, т.е. нам необходимо было оценить её интенсивность с тем, чтобы вычесть эту оценку из интенсивности КМХ-группы и включить её в суммарную интенсивность КММ-переходов. Наиболее просто сделать оценку интенсивности М4 5- 110 в сжУчае ксенона ( Z. = 54), где они были выделены в сумме со слабой KMpfij--линией. Общая интенсивность этой группы равна 0,023 ± 0,003 (см.табл.2.2). На долю КМ4 5М4 5-группы можно отнести половину интенсивности, взятую с ошибкой, составляющей половину от оценки, т.е. 0,012 - 0,006. В случае палладия (Z =46) эта группа выделена в сумме уже с несколькими другими линиями (см.табл.2.1), тогда как для самария (Z = 62)
Группа линий.К//2 з 2 3 выДелена вместе с К// группой (см.табл.2.2). Однако, вкладом последней по сравнению с первой в измеренную суммарную интенсивность можно пренебречь. оценена только общая интенсивность КМХ-спектра,включающего и КМ4 5М4 5-группу линий. Поэтому в обоих случаях интенсивность этой группы была положена равной оценке, полученной выше для ксенона ( z = 54). Если обратиться к рис.2.13 для КМ4 5М4 5-группы.переходов, то такие оценки представляются вполне приемлемыми.
Несколько сложнее положение с КМХ-группой платины (z = 78). Хотя оценку интенсивности КМ4 5М4 -группы в этом случае сделать легко, поскольку для Z = 69 и 84 интенсивность КМ4 gM4 5-переходов измерена (оценка положена равной 0,011 ± 0,006), однако остаётся другая трудность. Для платины не удалось измерить часть ММ-спектра, включающую KMgMg-, KMjM4 -, КМ 5" и КМдМ4 5-линии. Здесь оценка суммарной интенсивности КММ-перехо-дов без перечисленных линий35 (взятая относительно ИКММ без М4 gM4 -переходов) была сделана по экспериментальным значениям этой суммы для Z = 46, 54, 62, 69 и 84. Приведенные в таблице 2.14 ошибки в значениях относительных интенсивностей КМХ и КХУ-групп включают неопределенности сделанных нами оценок.
Представленные в табл.2.14 экспериментальные результаты показаны на рис.2.14. Для проведения сравнения на нем также нанесены результаты релятивистских расчетов, выполненных в приближении уу-связи Ченом и др. [іб]. Отсутствие на рис.2.14 для КХУ-группы переходов данных расчетов [іб] означает, что в этой работе для них предсказаны крайне низкие интенсивности.
Сравнения показывают, что расчеты Чена и др.[15] правильно описывают суммарную интенсивность КМХ-переходов только в случае палладия ( Z = 46), где КМХ-группа состоит лишь из ЕМ//-переходов. По мере появления в КМХ-спектре (с ростом Z ) переходов, которые приводят к вакансиям в 0- и Р-электронных оболочках, расхождение теории с экспериментом становится значитель-
