1. Гамма-излучением называется электромагнитное излучение, возникающее при переходе атомных ядер из возбужденных в более низкие энергетические состояния. В таких процессах числа протонов и нейтронов в ядре не изменяются, но испускаются $\gamma$-кванты. Спектр $\gamma$-излучения всегда дискретный, так как дискретны энергетические уровни самого ядра. Обычно энергия $\gamma$-квантов, испускаемых атомными ядрами, лежит в пределах примерно от 10 кэВ до 5 МэВ $({10}^{-8}\gtrsim \lambda \gtrsim 2\cdot {10}^{-11}\mathrm{c}\mathrm{м})$.

Переход ядра из возбужденного состояния в нормальное при $\gamma$-излучении может быть однократным, когда ядро после испускания одного кванта сразу переходит в нормальное состояние (рис. 136 a). Но снятие возбуждения может быть и каскадным, когда переход осуществляется в результате последовательного испускания нескольких $\gamma$-квантов (рис. 136 б).
Рис. 136
Изолированный свободный нуклон испускать $\gamma$-квант не может, так как в противном случае было бы нарушено одновременное выполнение законов сохранения энергии и импульса (см. § 1). Однако этот процесс может происходить и действительно происходит внутри ядра, поскольку испущенный (или поглощенный) $\gamma$-квант может обмениваться импульсом не только с рассматриваемым нуклоном, но и с остальными нуклонами ядра. Таким 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 дочернего ядра оказывается запрещенным. Дочернее ядро в этом случае может получиться как в нижнем, так и в одном из верхних возбужденных состояний. В последнем случае совершается каскадный процесс переходов через несколько возбужденных состояний дочернего ядра, если только такие переходы разрешены. При этих переходах и происходит испускание $\gamma$-квантов. Типичным примером может служить изотоп ${}_{11}^{24}\mathrm{Na}$. Основное состояние его имеет характеристику $4^{+}$. В результате $\beta$-распада возникает изотоп ${}_{12}^{24}\mathrm{Mg}$. Однако этот изотоп получается не сразу в основном состоянии, так как основной уровень ${}_{12}^{24}\mathrm{Mg}$ имеет характеристику $0^{+}$. Поэтому переход на этот уровень практически не происходит, так как при таком переходе спин должен был бы сразу измениться на 4 , что крайне маловероятно. Но изотоп ${}_{12}^{24}\mathrm{Mg}$ имеет два возбужденных уровня 4,12 и 1,37 МэВ с характеристиками $4^{+}$и $2^{+}$. 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 $0^{+}$. Бетараспад (с полупериодом 15 ч) идет почти исключительно на разрешенный уровень 4,12 МэВ (с характеристикой $4^{+}$). С этого уровня происходит испускание $\gamma$-кванта при переходе на уровень 1,37 МэВ, а с него на основной уровень 0 . В результате испускаются $\gamma$-кванты с энергиями 2,75 и 1,37 МэВ (рис. 137). Если изотоп ${}_{11}^{24}\mathrm{Na}$ поместить в стеклянную ампулу, то ${\beta }^{-}$-частицы задержатся стеклом, а $\gamma$-излучение выйдет наружу. Поэтому ампула с изотопом ${}_{11}^{24}\mathrm{Na}$ может служить удобным портативным источником $\gamma$-излучения. Напомним, что $0-0$-переходы при излучении $\gamma$-квантов абсолютно запрещены (см. § 39, п. 1).
Возбужденные ядра, способные к $\gamma$-излучению, могут возникать также в результате предшествующего $\alpha$-распада. Однако $\gamma$-кванты, испускаемые таким путем, обычно обладают невысокими
Рис. 137 энергиями ( ${\mathcal{E}}_{\gamma }\lesssim 0,5$ МэВ). Это связано с тем, что для испускания
$\gamma$-квантов высоких энергий материнские ядра должны 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, испускаемые атомными ядрами, этому условию не удовлетворяют. Энергия $\gamma$-квантов, испускаемых дочерними ядрами после $\beta$-распада, может быть больше и может достигать $2-2,5$ МэВ. Объясняется это тем, что вероятность $\beta$-распада определяется более слабо меняющейся функцией энергии $\beta$-частицы, чем вероятность $\alpha$-распада. Возбужденные ядра, способные к испусканию $\gamma$-квантов, могут также возникать в результате захвата нейтронов, в результате кулоновского возбуждения ядер при столкновениях с заряженными частицами в различных ядерных реакциях.
3. Возбужденное ядро может перейти в основное состояние не только путем испускания $\gamma$-кванта, но и путем непосредственной передачи энергии возбуждения одному из электронов атомных оболочек $K-,L-$, $M$-электрону и т.д.). Этот процесс, конкурирующий с $\gamma$-излучением, называется внутренней конверсией электронов, а сами электроны электронами внутренней конверсии. Внутренняя конверсия может конкурировать с $\gamma$-излучепием. Но она может происходить и без него (например, в случае $0-0$-переходов; когда испускание $\gamma$-квантов вообще невозможно). Отношение среднего числа электронов внутренней конверсии к среднему числу испускаемых $\gamma$-квантов для конкретного перехода называется коэффициентом внутренней конверсии перехода.

Коэффициент конверсии зависит от энергии и мультипольности перехода. Поэтому измеряя на опыте коэффициент конверсии, можно установить мультипольность и, таким образом, спин возбужденного ядра.

Энергия электрона внутренней конверсии ${\mathcal{E}}_{\text{e }}$ определяется выражением
$${\mathcal{E}}_{\mathrm{e}}=\mathcal{E}-\epsilon ,$$

где $\mathcal{E}$ — энергия, освобождаемая при ядерном переходе, а $\epsilon$ — энергия связи электрона в электронной оболочке атома. Очевидно, что электроны внутренней конверсии моноэнергетичны. Это и позволяет отличить их от электронов, испускаемых при $\beta$-распаде ядер, спектр которых непрерывен. Если энергия возбуждения ядра $\mathcal{E}$ меньше энергии связи электрона ${\epsilon }_K$ в $K$-слое, то, очевидно, внутренняя конверсия на электронах $K$-слоя энергетически невозможна. Такой случай может иметь место для тяжелых ядер. Однако в этом случае может происходить внутренняя конверсия на электронах других слоев.

Внутренняя конверсия сопровождается рентгеновским излучением, которое возникает в результате переходов электрона с вышележащих электронных слоев и оболочек на место, освобожденное электроном внутренней конверсии. Этот процесс вполне аналогичен обычному возбуждению рентгеновского характеристического спектра атомов (см. § 48). В результате внутренней конверсии могут появиться и электроны Оже (см. § 48).

Если энергия $\mathcal{E}$ возбуждения ядра превышает удвоенную собственную энергию электрона, т. е.
$$\mathcal{E}>2m{c}^2=1,02\mathrm{M}\mathrm{i}\mathrm{B},$$

то может происходить процесс парной конверсии, при котором ядро теряет энергию возбуждения путем одновременного испускания электрона и позитрона. Электронная оболочка атома на такой процесс не оказывает никакого влияния, а потому он может происходить на ядре, лишенном атомных электронов. Однако вероятность парной конверсии не превышает примерно тысячной доли вероятности испускания $\gamma$-кванта.
4. Среднее время жизни $\gamma$-активных ядер обычно невелико (порядка ${10}^{-7}-{10}^{-11}$ с). Однако при сочетании высокой степени запрета с малыми расстояниями между энергетическими уровнями могут возникать долгоживущие или метастабилъные $\gamma$-активные ядра со временами жизни макроскопического масштаба (до нескольких часов и даже больше). Такие возбужденные метастабильные ядра называются изомерами. Явление изомерии было открыто в 1921 г. Отто Ганом (18791968). Он обнаружил, что при $\beta$-превращениях
$${}_{90}^{234}\mathrm{Th}\underset{{\beta }^{-}}{\overset{\underset{{\beta }^{-}}{\overset{⟶}{\to }}}{\to }}{\mathrm{UZ}}_2$$

получаются два радиоактивных вещества, названных им ${\mathrm{UZ}}_1$ и ${\mathrm{UX}}_2$, которые состоят из одинаковых ядер ${}_{91}^{234}\mathrm{Pa}$, но имеют различные периоды полураспада ( 6,7 ч и 1,22 мин соответственно). В 1935 г. аналогичное явление было открыто И.В. Курчатовым с сотрудниками на искусственных радиоактивных ядрах ${}_{35}^{80}\mathrm{Br}$ и ${}_{35}^{82}\mathrm{Br}$, получаемых путем облучения нейтронами естественной смеси изотопов брома ${}_{35}^{79}\mathrm{Br}$ и ${}_{35}^{81}\mathrm{Br}$. Объяснение природы изомерии существованием у ядер метастабильных состояний было дано в 1936 г. Вейцзеккером.

Обычно изомерный уровень имеет спин, сильно отличающийся от спинов нижележащих уровней, и характеризуется низкой энергией возбуждения. Этому условию удовлетворяют значения $Z$ и $N$, 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 и с точки зрения оболочечной модели ядра. Но существуют и изомеры, не подчиняющиеся этим правилам (таков, например, изомер кюрия ${}_{96}^{244}\mathrm{Cm}$ с энергией возбуждения 1,04 МэВ).

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

Ядерная изомерия — не столь редкое явление, как может показаться на первый взгляд. Известно около сотни достаточно долгоживущих ядер. Наибольшее число изомерных состояний встречается у ядер с нечетным массовым числом $A$. Изомеры достаточно часто встречаются у нечетно-нечетных ядер и очень редко у четно-четных. Время жизни возбужденного ядра изменяется в широких пределах (от очень малых долей секунды до многих тысяч лет). Так, изомер ${}_{93}^{236}\mathrm{Np}$ имеет период полураспада 5000 лет, а изомер ${}^{135}\mathrm{Cs}-2,8\cdot {10}^{-10}$ с. Можно ожидать, что с развитием методики эксперимента будут обнаружены изомеры с еще более длинными и короткими периодами полураспада.

Метастабильные состояния наблюдаются и у $\beta$-стабилышх ядер. В этих случаях метастабильное ядро переходит в основное состояние путем испускания $\gamma$-квантов и конверсионных электронов. Примером может служить $\beta$-стабильное ядро ${}_{49}^{113}\mathrm{In}\left(9/2^{+}\right)$, которое имеет метастабильный изомер с энергией возбуждения 0,393 МэВ и временем жизни 104 мин $\left(1/2^{+}\right)$. Изомерия может также проявляться в форме существования у ядра нескольких периодов полураспада относительно спонтанного деления.