Бета-розпад пов'язаний стан атома. Як зміниться масове число при розпаді Поділ ядер атомів

1. ФІЗИКА АТОМНОГО ЯДРУ 1.4. β-розпад

1.4. Бета-розпад.

Види та властивості бета-розпаду. Елементи теорії бета-розпаду. Радіоактивні сімейства

Бета-розпадомядра називається процес мимовільного перетворення нестабільного ядра на ядро-ізобар в результаті випромінювання електрона (позитрона) або захоплення електрона. Відомо близько 900 бета-радіоактивних ядер. З них лише 20 є природними, решта отримана штучним шляхом.
Види та властивості бета-розпаду

Існує три види β -розпаду: електронний β - Розпад, позитронний β + -розпад та електронне захоплення ( е-захоплення). Основним видом є перший.

При електронному β – -розпадіодин з нейтронів ядра перетворюється на протон з випромінюванням електрона та електронного антинейтрино.

Приклади: розпад вільного нейтрону

, Т 1/2 = 11,7 хв;

розпад тритію

, Т 1/2 = 12 років.

При позитронний β + -розпадіодин з протонів ядра перетворюється на нейтрон з випромінюванням позитивно зарядженого електрона (позитрона) та електронного нейтрино

. (1.41б)

приклад

·

З порівняння періодів напіврозпаду родоначальників сімейств з геологічним часом життя Землі (4,5 млрд. років) видно, що у речовині Землі торій-232 зберігся майже весь, уран-238 розпався приблизно наполовину, уран-235 – здебільшого, нептуній-237 практично весь.

Бета-розпад

-розпад, радіоактивний розпад атомного ядра, що супроводжується вильотом з ядра електрона або позитрону. Цей процес обумовлений мимовільним перетворенням одного з нуклонів ядра на нуклон іншого роду, а саме: перетворенням або нейтрона (n) на протон (p), або протона на нейтрон. У першому випадку з ядра вилітає електрон (е-) - відбувається так званий β-розпад. У другому випадку з ядра вилітає позитрон (е+) – відбувається β+-розпад. Вилітають за Б.-р. електрони та позитрони носять загальну назву бета-часток. Взаємні перетворення нуклонів супроводжуються появою ще однієї частки – нейтрино ( ν ) у разі β+-розпаду або антинейтрино А, рівне загальному числу нуклонів в ядрі, не змінюється, і ядропродукт є ізобар вихідного ядра, що стоїть від нього по сусідству праворуч в періодичній системі елементів. Навпаки, при β + -розпаді число протонів зменшується на одиницю, а число нейтронів збільшується на одиницю і утворюється ізобар, що стоїть по сусідству зліва вихідного ядра. Символічно обидва процеси Б.-р. записуються в наступному вигляді:

де -Z нейтронів.

Найпростішим прикладом (β - -розпаду є перетворення вільного нейтрону в протон з випромінюванням електрона та антинейтрино (період напіврозпаду нейтрону ≈ 13) хв):

Більш складний приклад (β - -розпаду - розпад важкого ізотопу водню - тритію, що складається з двох нейтронів (n) і одного протону (p):

Очевидно, що цей процес зводиться до β-розпаду пов'язаного (ядерного) нейтрону. У цьому випадку β-радіоактивне ядро ​​тритію перетворюється на ядро ​​наступного в періодичній таблиці елемента - ядро ​​легкого ізотопу гелію 3 2 Не.

Прикладом β + -розпаду може бути розпад ізотопу вуглецю 11 З наступною схемою:

Перетворення протона на нейтрон усередині ядра може відбуватися і в результаті захоплення протоном одного з електронів з електронної оболонки атома. Найчастіше відбувається захоплення електрона

Б.-р. спостерігається як у природно-радіоактивних, так і штучно-радіоактивних ізотопів. Для того, щоб ядро ​​було нестійке по відношенню до одного з типів β-перетворення (тобто могло випробувати Б.-р.), сума мас частинок у лівій частині рівняння реакції повинна бути більшою за суму мас продуктів перетворення. Тому за Б.-р. відбувається виділення енергії. Енергію Б.-р. Еβ можна обчислити за цією різницею мас, користуючись співвідношенням Е = mc2,де з -швидкість світла у вакуумі. У разі β-розпаду

де М -маси нейтральних атомів У разі β+-розпаду нейтральний атом втрачає один із електронів у своїй оболонці, енергія Б.-р. дорівнює:

де me -маса електрона.

Енергія Б.-р. розподіляється між трьома частинками: електроном (або позитроном), антинейтрино (або нейтрино) та ядром; кожна з легких частинок може забирати практично будь-яку енергію від 0 до E β, тобто їх енергетичні спектри є суцільними. Лише при К-захопленні нейтрино забирає завжди ту саму енергію.

Отже, при β-розпаді маса вихідного атома перевищує масу кінцевого атома, а при β+-розпаді це перевищення становить не менше двох електронних мас.

Дослідження Б.-р. ядер неодноразово ставило вчених перед несподіваними загадками. Після відкриття радіоактивності явище Б.-р. довгий час розглядалося як аргумент на користь наявності атомних ядрах електронів; це припущення виявилося у явному протиріччі із квантовою механікою (див. Ядро атомне). Потім мінливість енергії електронів, що вилітають за Б.-р., навіть породило в деяких фізиків зневіру до закону збереження енергії, т.к. було відомо, що у цьому перетворенні беруть участь ядра, що у станах із цілком певною енергією. Максимальна енергія електронів, що вилітають з ядра, якраз дорівнює різниці енергій початкового і кінцевого ядер. Але в такому випадку було незрозуміло, куди зникає енергія, якщо електрони, що вилітають, несуть меншу енергію. Припущення німецького вченого У. Паулі про існування нової частки - нейтрино - врятувало як закон збереження енергії, а й інший найважливіший закон фізики - закон збереження моменту кількості руху. Оскільки спини (тобто власні моменти) нейтрону і протона рівні 1/2, то для збереження спина в правій частині рівнянь Б.-р. може бути лише непарне число частинок зі спином 1/2. Зокрема, при β-розпаді вільного нейтрону n → p + e - + ν тільки поява антинейтрино виключає порушення закону збереження моменту кількості руху.

Б.-р. має місце у елементів всіх частин періодичної системи. Тенденція до β-перетворення виникає внаслідок наявності у ряду ізотопів надлишку нейтронів або протонів у порівнянні з тією кількістю, яка відповідає максимальній стійкості. Т. о., тенденція до β+-розпаду або К-захоплення характерна для нейтронодефіцитних ізотопів, а тенденція до β-розпаду - для нейтронадлишкових ізотопів. Відомо близько 1500 β-радіоактивних ізотопів всіх елементів періодичної системи, крім найважчих (Z ≥ 102).

Енергія Б.-р. нині відомих ізотопів лежить у межах від

періоди напіврозпаду укладені у широкому інтервалі від 1,3 · 10 -2 сік(12 N) до Бета-розпад 21013 років (природний радіоактивний ізотоп 180 W).

Надалі вивчення Б.-р. неодноразово призводило фізиків до краху старих уявлень. Було встановлено, що Б.-р. керують сили абсолютно нової природи. Незважаючи на тривалий період, що минув від часу відкриття Б.-р., природа взаємодії, що зумовлює Б.-р., досліджена далеко не повністю. Цю взаємодію назвали «слабкою», т.к. воно в 10 12 разів слабше ядерного і в 10 9 разів слабше електромагнітного (воно перевищує лише гравітаційну взаємодію; див. Слабкі взаємодії). Слабка взаємодія властива всім елементарним частинкам (крім фотона). Минуло майже півстоліття, перш ніж фізики виявили, що у Б.-р. може порушуватися симетрія між «правим» та «лівим». Це незбереження просторової парності було приписано властивостям слабких взаємодій.

Вивчення Б.-р. мало ще одну важливу сторону. Час життя ядра щодо Б.-р. і форма спектру β-частинок залежать від тих станів, в яких знаходяться всередині ядра вихідний нуклон та нуклон-продукт. Тому вивчення Б.-р., крім інформації про природу та властивості слабких взаємодій, значно поповнило уявлення про структуру атомних ядер.

Імовірність Б.-р. істотно залежить від того, наскільки близькі один до одного стану нуклонів у початковому та кінцевому ядрах. Якщо стан нуклону не змінюється (нуклон ніби залишається на колишньому місці), то ймовірність максимальна і відповідний перехід початкового стану в кінцевий називається дозволеним. Такі переходи притаманні Б.-р. легких ядер. Легкі ядра містять майже однакову кількість нейтронів та протонів. У більш важких ядер число нейтронів більше від протонів. Стани нуклонів різного ґатунку суттєво відмінні між собою. Це ускладнює Б.-р.; з'являються переходи, у яких Б.-р. відбувається з малою ймовірністю. Перехід утруднюється також через необхідність зміни спини ядра. Такі переходи називаються забороненими. Характер переходу позначається і формі енергетичного спектра β-частиц.

Експериментальне дослідження енергетичного розподілу електронів, що випускаються β-радіоактивними ядрами (бета-спектру), проводиться за допомогою Бета-спектрометрів. Приклади β-спектрів наведені на Мал. 1 і Мал. 2 .

Літ.:Альфа-, бета-і гамма-спектроскопія, під ред. К. Зігбана, пров. з англ., ст. 4, М., 1969, гол. 22-24; Експериментальна ядерна фізика, за ред. е. Сегре, пров. з англ., Т. 3, М., 1961.

Е. М. Лейкін.

Бета-спектр нейтрону. На осі абсцис відкладено кінетич. енергія електронів Е в кев, на осі ординат - число електронів N (Е) у відносних одиницях (вертикальними рисками позначені межі помилок вимірів електронів з цією енергією).

Велика Радянська Енциклопедія. - М: Радянська енциклопедія. 1969-1978 .

Синоніми:

Дивитись що таке "Бета-розпад" в інших словниках:

Бета розпад, радіоактивні перетворення атомних ядер, у процесі до рьхх ядра випускають електрони і антинейтрино (бета розпад) чи позитрони і нейтрино (бета+ распад). Вилітають при Би. електрони та позитрони носять загальне назв. бета частинок. При… Великий енциклопедичний політехнічний словник

Сучасна енциклопедія

Бета-розпад- (b розпад), вид радіоактивності, при якому ядро, що розпадається, випускає електрони або позитрони. При електронному розпаді бета (b) нейтрон (внутрішньодеревий або вільний) перетворюється на протон з випромінюванням електрона і антинейтрино (дивись… …). Ілюстрований енциклопедичний словник

Бета-розпад- (β розпад) радіоактивні перетворення атомних ядер, у яких ядра випускають електрони і антинейтрино (β розпад) чи позитрони і нейтрино (β+ розпад). Вилітають при Би. електрони та позитрони носять загальну назву бета частинок (β частинок). Російська енциклопедія з охорони праці

- (b розпад). мимовільні (спонтанні) перетворення нейтрону n в протон р і протону в нейтрон всередині ат. ядра (а також перетворення на протон вільного нейтрона), що супроводжуються випромінюванням ел на е або позитрона е+ та електронних антинейтрино… Фізична енциклопедія

Мимовільні перетворення нейтрону в протон і протона в нейтрон всередині атомного ядра, а також перетворення вільного нейтрону в протон, що супроводжується випромінюванням електрона або позитрона і нейтрино або антинейтрино. подвійний бета розпад. Терміни атомної енергетики

- (Див. бета) радіоактивне перетворення атомного ядра, при якому випромінюються електрон і антинейтрино або позитрон, і нейтрино; при бета-розпаді електричний заряд атомного ядра змінюється на одиницю, масове число не змінюється. Новий словник. Словник іноземних слів російської мови

бета-розпад- бета-промені, бета розпад, бета частинки. Перша частина вимовляється [бета] … Словник труднощів вимови та наголоси в сучасній російській мові

Сущ., кіл у синонімів: 1 розпад (28) Словник синонімів ASIS. В.М. Тришин. 2013 … Словник синонімів

Бета розпад, бета розпаду. Орфографічний словник-довідник

Бета-розпад- (ß розпад) радіоактивне перетворення атомного ядра (слабка взаємодія), при якому випромінюються електрон та антинейтрино або позитрон і нейтрино; при Би. електричний заряд атомного ядра змінюється на одиницю, масове не змінюється. Велика політехнічна енциклопедія

Книги

• Про проблеми випромінювання та речовини у фізиці. Критичний аналіз існуючих теорій: метафізичність квантової механіки та ілюзорність квантової теорії поля. Альтернатива - модель мерехтливих частинок, Петров Ю.І. , Книга присвячена аналізу проблем єдності та протистояння понять "хвиля" та "частка". У пошуках вирішення цих проблем ретельно аналізувалися математичні основи фундаментальних…

Накопичувачі важких іонів відкривають нові можливості у вивченні властивостей екзотичних ядер. Зокрема, вони дозволяють накопичувати та протягом тривалого часу використовувати повністю іонізовані атоми – «голі» ядра. В результаті стає можливим дослідити властивості атомних ядер, у яких немає електронного оточення і в яких відсутній кулонівський вплив зовнішньої електронної оболонки з атомним ядром.

Мал. 3.2 Схема e-захоплення в ізотопі (ліворуч) та повністю іонізованих атомах та (праворуч)

Розпад на зв'язаний стан атома був вперше виявлений в 1992 р. Спостерігався β-розпад повністю іонізованого атома на зв'язані атомні стани. Ядро 163 Dy на N-Z діаграмі атомних ядер позначено чорним кольором. Це означає, що вона є стабільним ядром. Дійсно, входячи до складу нейтрального атома, ядро ​​163 Dy стабільне. Його основний стан (5/2+) може заселятися в результаті e-захоплення з основного стану (7/2+) ядра 163 Ho. Ядро 163 Ho, оточене електронною оболонкою, --радіоактивно і його період напіврозпаду становить ~10 4 років. Однак це справедливо, якщо розглядати ядро ​​в оточенні електронної оболонки. Для повністю іонізованих атомів картина зовсім інша. Тепер основний стан ядра 163 Dy виявляється за енергією вище основного стану ядра 163 Ho і відкривається можливість для розпаду 163 Dy (рис. 3.2)

→ + e - + e.

(3.8)

Електрон, що утворюється в результаті розпаду, може бути захоплений на вакантну К або L-оболонку іона. В результаті розпад (3.8) має вигляд

→ + e - + e (у зв'язаному стані).

Енергії β-розпадів на K та L-оболонки рівні відповідно (50.3±1) кеВ та (1.7±1) кеВ. Для спостереження розпаду на зв'язані стани K- і L-оболонки в накопичувальному кільці ESR в GSI було накопичено 108 повністю іонізованих ядер. Протягом часу накопичення в результаті β+-розпаду утворювалися ядра (рис. 3.3).

Мал. 3.3. Динаміка накопичення іонів: а - струм накопичених у накопичувальному кільці ESR іонів Dy 66+ під час різних стадій експерименту;

Так як іони Ho 66+ мають практично те саме M/q, що і іони первинного пучка Dy 66+, вони накопичуються на одній і тій же орбіті. Час накопичення становив ~ 30 хв. Для того, щоб виміряти період напіврозпаду ядра Dy 66+, накопичений на орбіті пучок необхідно було очистити від домішки іонів Ho 66+. Для очищення пучка від іонів в камеру інжектувалася аргонова газова струмінь щільністю 6·10 12 атом/см 2 діаметром 3 мм, яка перетинала накопичений пучок іонів у вертикальному напрямку. За рахунок того, що іони Ho66+ захоплювали електрони, вони вибували з рівноважної орбіти. Очищення пучка проходило протягом приблизно 500 с. Після чого газовий струмінь перекривався і в кільці продовжували циркулювати іони Dy 66+ і знову утворилися (після вимкнення газового струменя) в результаті розпаду іони Ho 66+. Тривалість цього етапу змінювалася від 10 до 85 хв. Детектування та ідентифікація Ho 66+ базувалися на тому, що Ho 66+ можна ще сильніше іонізувати. Для цього на останньому етапі накопичувальне кільце знову інжектувався газовий струмінь. Відбувалося обдирання останнього електрона з іона 163 Ho 66+ і в результаті виходив іон 163 Ho 67+. Поруч із газовим струменем розташовувався позиційно-чутливий детектор, яким реєструвалися іони, що вибувають з пучка 163 Ho 67+ . На рис. 3.4 показано залежність числа утворюються в результаті β-розпаду ядер 163 Ho від часу накопичення. На вставці показано просторову роздільну здатність позиційно-чутливого детектора.
Таким чином, накопичення в пучку 163 Dy ядер 163 Ho стало доказом можливості розпаду.

→ + e - + e (у зв'язаному стані).

Мал. 3.4. Відношення дочірніх іонів 163 Ho 66+ до первинних 163 Dy 66+ залежно від часу накопичення. На врізці пік 163 Ho 67+ зареєстрований внутрішнім детектором

Варіюючи інтервал часу між очищенням пучка від домішки Ho 66+ і часом реєстрації домішки іонів Ho 66+, що знову утворюються в пучку, можна виміряти період напіврозпаду повністю іонізованого ізотопу Dy 66+ . Воно виявилося рівним ~0.1 року.
Аналогічний розпад був виявлений і для 187 Re 75+. Отриманий результат дуже важливий для астрофізики. Справа в тому, що нейтральні атоми 187 Re мають період напіврозпаду 4·10 10 років і використовуються як радіоактивний годинник. Період напіврозпаду 187 Re 75+ становить лише 33±2 роки. Тому в астрофізичні виміри необхідно вносити відповідні виправлення, т.к. у зірках 187 Re найчастіше знаходиться в іонізованому стані.
Вивчення властивостей повністю іонізованих атомів відкриває новий напрямок досліджень екзотичних властивостей ядер, позбавлених кулонівського впливу зовнішньої електронної оболонки.

Періоди напіврозпаду відомих α-радіоактивних ядер варіюються у межах. Так, ізотоп вольфраму 182 W має період напіврозпаду T 1/2 > 8.3 10 18 років, а ізотоп протактинію 219 Pa має T 1/2 = 5.3 10 -8 c.

Мал. 2.1. Залежність періоду напіврозпаду радіоактивного елемента від кінетичної енергії -частки природно радіоактивного елемента. Штрихова лінія - закон Гейгер-Неттол.

Для парно-парних ізотопів залежність періоду напіврозпаду від енергії α-розпаду Q α описується емпіричним законом Гейгера-Неттола

де Z – заряд кінцевого ядра, період напіврозпаду T 1/2 виражений у секундах, а енергія α-частинки E α – в МеВ. На рис. 2.1 показані експериментальні значення періодів напіврозпаду для α-радіоактивних парно-парних ізотопів (Z змінюється від 74 до 106) та їх опис за допомогою співвідношення (2.3).
Для непарно-парних, парно-непарних та непарно-непарних ядер загальна тенденція залежності
lg T 1/2 від Q α зберігається, але періоди напіврозпаду в 2–100 разів більші, ніж для парно-парних ядер з тими самими Z і Q α .
Для того щоб відбувався α-розпад, необхідно, щоб маса вихідного ядра M(A,Z) була більша за суму мас кінцевого ядра M(A-4, Z-2) і α-частинки M α:

де Q α = c 2 – енергія α-розпаду.
Оскільки M α<< M(A-4, Z-2), основна частина енергії α-розпаду уноситься α ‑ часткою і лише ≈ 2% − кінцевим ядром (A-4, Z-2).
Енергетичні спектри α-часток багатьох радіоактивних елементів складаються з кількох ліній (тонка структура α-спектрів). Причина появи тонкої структури -спектру - розпад початкового ядра (A,Z) на збуджений стан ядра (A-4, Z-2). Вимірюючи спектри α-часток можна отримати інформацію про природу збуджених станів
ядра (A-4, Z-2).
Для визначення області значень А та Z ядер, для яких енергетично можливий α-розпад, використовують експериментальні дані про енергії зв'язку ядер. Залежність енергії α-розпаду Q від масового числа А показана на рис. 2.2.
З рис. 2.2 видно, що α-розпад стає енергетично можливим, починаючи з А ≈ 140. В областях A = 140–150 та A ≈ 210 величина Q α має чіткі максимуми, які обумовлені оболонковою структурою ядра. Максимум при A = 140-150 пов'язаний із заповненням нейтронної оболонки з магічним числом N = А – Z = 82, а максимум при A ≈ 210 пов'язаний із заповненням протонної оболонки при Z = 82. Саме з допомогою оболочечной структури атомного ядра перша (рідкоземельна) область α-активних ядер починається з N = 82, а важкі α-радіоактивні ядра стають особливо численними, починаючи з Z = 82.

Мал. 2.2. Залежність енергії -розпаду від масового числа А.

Широкий діапазон періодів напіврозпаду, а також великі значення цих періодів для багатьох α-радіоактивних ядер пояснюються тим, що α-частка не може миттєво залишити ядро, незважаючи на те, що це енергетично вигідно. Для того, щоб залишити ядро, α-частка повинна подолати потенційний бар'єр - область на межі ядра, що утворюється за рахунок потенційної енергії електростатичного відштовхування a-частинки та кінцевого ядра та сил тяжіння між нуклонами. З погляду класичної фізики α-частка не може подолати потенційний бар'єр, оскільки не має необхідної для цього кінетичної енергії. Однак квантова механіка припускає таку можливість - α ‑ частка має певну можливість пройти крізь потенційний бар'єр і залишити ядро. Це квантовомеханічне явище називають тунельним ефектом або тунелюванням. Чим більша висота і ширина бар'єру, тим менша ймовірність тунелювання, а період напіврозпаду відповідно більший. Великий діапазон періодів напіврозпаду
α-випромінювачів пояснюється різним поєднанням кінетичних енергій α-часток та висот потенційних бар'єрів. Якби бар'єра не існувало, то α-частка залишила б ядро ​​за характерне ядерне
час ≈ 10 -21 - 10 -23 с.
Найпростіша модель α-розпаду була запропонована у 1928 році Г. Гамовим та незалежно від нього Г. Герні та Е. Кондоном. У цій моделі передбачалося, що α-частка постійно існує у ядрі. Поки α-частка знаходиться в ядрі, на неї діють ядерні сили тяжіння. Радіус їх дії можна порівняти з радіусом ядра R. Глибина ядерного потенціалу – V 0 . За межами ядерної поверхні при r > R потенціал є кулонівським потенціалом відштовхування

V(r) = 2Ze 2 /r.

Мал. 2.3. Енергії α-часток E α залежно від числа нейтронів N
у вихідному ядрі. Лінії з'єднують ізотопи одного і того ж хімічного елемента.

Спрощена схема спільної дії ядерного потенціалу тяжіння та кулонівського потенціалу відштовхування показана на малюнку 2.4. Для того, щоб вийти за межі ядра α-частка з енергією E α, повинна пройти крізь потенційний бар'єр, укладений в області від R до R c . Імовірність α-розпаду в основному визначається ймовірністю D проходження α-частки через потенційний бар'єр

В рамках цієї моделі вдалося пояснити сильну залежність ймовірності α ‑ розпаду від енергії α-частки.

Мал. 2.4. Потенційна енергія -частинки. Потенційний бар'єр.

Для того щоб розрахувати постійну розпаду λ, треба коефіцієнт проходження α-частки через потенційний бар'єр помножити, по-перше, на ймовірність w α того, що α-частка утворилася в ядрі, і, по-друге, на ймовірність того, що вона виявиться на межі ядра. Якщо α-частка в ядрі радіусу R має швидкість v, то вона підходитиме до кордону в середньому ≈ v/2R раз на секунду. В результаті для постійного розпаду виходить співвідношення

(2.6)

Швидкість α‑частки в ядрі можна оцінити, виходячи з її кінетичної енергії E α + V 0 всередині ядерної потенційної ями, що дає v? (0.1-0.2)с. Вже з цього випливає, що за наявності в ядрі α-частинки ймовірність її пройти крізь бар'єр D<10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Грубість оцінки передекспоненційного множника не дуже істотна, тому що постійна розпад залежить від нього незрівнянно слабше, ніж від показника експоненти.
З формули (2.6) випливає, що період напіврозпаду залежить від радіусу ядра R, оскільки радіус R входить не тільки в передекспоненційний множник, але і в показник експоненти, як межа інтегрування. Тому з даних α-розпаду можна визначати радіуси атомних ядер. Отримані таким шляхом радіуси виявляються на 20–30% більше від знайдених у дослідах з розсіювання електронів. Ця різниця пов'язана з тим, що в дослідах зі швидкими електронами вимірюється радіус розподілу електричного заряду в ядрі, а в α-розпаді вимірюється відстань між ядром і α-частинкою, на якій перестають діяти ядерні сили.
Наявність постійної Планки в показнику експонентів (2.6) пояснює сильну залежність періоду напіврозпаду від енергії. Навіть невелика зміна енергії призводить до значної зміни показника експоненти і тим самим дуже різкої зміни періоду напіврозпаду. Тому енергії α-часток, що вилітають, сильно обмежені. Для важких ядер α-частки з енергіями вище 9 МеВ вилітають практично миттєво, а з енергіями нижче 4 МеВ живуть у ядрі так довго, що α-розпад навіть не вдається зареєструвати. Для рідкісноземельних α-радіоактивних ядер обидві енергії знижуються за рахунок зменшення радіуса ядра та висоти потенційного бар'єру.
На рис. 2.5 показано залежність енергії α-розпаду ізотопів Hf (Z = 72) від масового числа A у сфері масових чисел A = 156–185. У таблиці 2.1 наведено енергії α-розпаду, періоди напіврозпаду та основні канали розпаду ізотопів 156–185 Hf. Видно як у міру збільшення масового числа A зменшується енергія α-розпаду, що призводить до зменшення ймовірності α-розпаду та збільшення ймовірності β-розпаду (таблиця 2.1). Ізотоп 174 Hf, будучи стабільним ізотопом (у природній суміші ізотопів він становить 0.16%), проте розпадається з періодом напіврозпаду T 1/2 = 2·10 15 років із випромінюванням α‑частки.

Мал. 2.5. Залежність енергії α-розпаду Q α ізотопів Hf (Z = 72)
від масового числа A.

Таблиця 2.1

Залежність енергії α-розпаду Q α , періоду напіврозпаду T 1/2 ,
різних мод розпаду ізотопів H f (Z = 72) від масового числа A

Z	N	A	Q α	T 1/2	Моди розпаду (%)
72	84	156	6.0350	23 мс	α (100)
72	85	157	5.8850	110 мс	α (86), е (14)
72	86	158	5.4050	2.85 з	α (44.3), е (55.7)
72	87	159	5.2250	5.6 з	α (35), е (65)
72	88	160	4.9020	13.6 з	α (0.7), е (99.3)
72	89	161	4.6980	18.2 з	α (<0.13), е (>99.87)
72	90	162	4.4160	39.4 з	α (<8·10 -3), е (99.99)
72	91	163	4.1280	40.0 с	α (<1·10 -4), е (100)
72	92	164	3.9240	111 с	е (100)
72	93	165	3.7790	76 с	е (100)
72	94	166	3.5460	6.77 хв	е (100)
72	95	167	3.4090	2.05 хв	е (100)
72	96	168	3.2380	25.95 хв	е (100)
72	97	169	3.1450	3.24 хв	е (100)
72	98	170	2.9130	16.01 год	е (100)
72	99	171	2.7390	12.1 год	е (100)
72	100	172	2.7470	1.87 год	е (100)
72	101	173	2.5350	23.4 год	е (100)
72	102	174	2.4960	2·10 15 л	е (100)
72	103	175	2.4041	70 днів	е (100)
72	104	176	2.2580	стаб.
72	105	177	2.2423	стаб.
72	106	178	2.0797	стаб.
72	107	179	1.8040	стаб.
72	108	180	1.2806	стаб.
72	109	181	1.1530	42.39 дн	β - (100)
72	110	182	1.2140	8.9·10 6 л	β - (100)
72	111	183	0.6850	1.07 год	β - (100)
72	112	184	0.4750	4.12 год	β - (100)
72	113	185	0.0150	3.5 хв	β - (100)

Ізотопи Hf c A = 176-180 є стабільними ізотопами. Ці ізотопи також мають позитивну енергію α-розпаду. Однак енергія α-розпаду ~1.3–2.2 МеВ занадто мала і α-розпад цих ізотопів не виявлено, незважаючи на відмінну від нуля ймовірність α-розпаду. При подальшому збільшенні масового числа A > 180 домінуючим каналом розпаду стає β-розпад.
При радіоактивних розпадах кінцеве ядро ​​може виявитися не тільки в основному, але і в одному зі збуджених станів. Однак сильна залежність ймовірності α-розпаду від енергії α-частинки призводить до того, що розпади на збуджені рівні кінцевого ядра зазвичай йдуть з дуже низькою інтенсивністю, тому що при збудженні кінцевого ядра зменшується енергія α-частинки. Тому експериментально вдається спостерігати лише розпади на обертальні рівні, що мають відносно низьку енергію збудження. Розпади на збуджені рівні кінцевого ядра призводять до виникнення тонкої структури енергетичного спектру частинок, що вилітають.
Основним фактором, що визначає властивості α-розпаду, є проходження α-часток через потенційний бар'єр. Інші фактори виявляються порівняно слабо, але в окремих випадках дають можливість отримати додаткову інформацію про структуру ядра та механізм α-розпаду ядра. Одним із таких факторів є поява квантовомеханічного відцентрового бар'єру. Якщо α‑частка вилітає з ядра (A,Z), що має спин J i , і при цьому утворюється кінцеве ядро
(A-4, Z-2) у стані зі спином J f , то α-частка повинна забрати повний момент J, що визначається співвідношенням

Так як α-частка має нульовий спин, її повний момент J збігається з орбітальним моментом кількості руху l

В результаті виникає квантовомеханічний відцентровий бар'єр.

Зміна форми потенційного бар'єру за рахунок відцентрової енергії незначно головним чином через те, що відцентрова енергія спадає з відстанню значно швидше за кулонівську (як 1/r 2 , а не як 1/r). Однак, оскільки ця зміна ділиться на постійну Планку і потрапляє в показник експоненти, то при великих l вона призводить до зміни часу життя ядра.
У таблиці 2.2 наведено розраховану проникність відцентрового бар'єру B l для α-часток, що вилітають з орбітальним моментом l щодо проникності відцентрового бар'єру B 0 для α-часток, що вилітають з орбітальним моментом l = 0 для ядра з Z = 90, енергія α- α = 4.5 МеВ. Видно, що зі збільшенням орбітального моменту l, що несуть α-частинкою, проникність квантовомеханічного відцентрового бар'єру різко падає.

Таблиця 2.2

Відносна проникність відцентрового бар'єру дляα -Частинок,
що вилітають з орбітальним моментом l
(Z = 90, E α = 4.5 МеВ)

Суттєвішим фактором, здатним різко перерозподілити ймовірності різних гілок α-розпаду, може бути необхідність значної перебудови внутрішньої структури ядра при випромінюванні α‑частки. Якщо початкове ядро ​​сферичне, а основний стан кінцевого ядра сильно деформовано, то щоб еволюціонувати в основний стан кінцевого ядра, вихідне ядро ​​в процесі випромінювання α‑частки має перебудуватися, сильно змінивши свою форму. У подібній зміні форми ядра зазвичай бере участь велика кількість нуклонів і така малонуклонна система, як α ‑ частка, залишаючи ядро, може виявитися не в змозі його забезпечити. Це означає, що можливість утворення кінцевого ядра в основному стані буде незначною. Якщо ж серед збуджених станів кінцевого ядра виявиться стан близький до сферичного, то початкове ядро ​​може без істотної перебудови перейти до нього в результаті α ‑ розпаду Ймовірність заселення такого рівня може виявитися великою, що значно перевищує ймовірність заселення нижчих станів, включаючи основне.
З діаграм α-розпаду ізотопів 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra видно сильні залежності ймовірності α-розпаду на збуджені стани від енергії α-частинки і від орбітального моменту l, що несуть α-частинкою.
α-розпад також може відбуватися із збуджених станів атомних ядер. Як приклад у таблицях 2.3, 2.4 наведені моди розпаду основного та ізомерного станів ізотопів 151 Ho та 149 Tb.

Таблиця 2.3

α-розпади основного та ізомерного станів 151 Ho

Таблиця 2.4

α-розпади основного та ізомерного станів 149 Tb

На рис. 2.6 наведено енергетичні діаграми розпаду основного та ізомерного станів ізотопів 149 Tb та 151 Ho.

Мал. 2.6 Енергетичні діаграми розпаду основного та ізомерного станів ізотопів 149 Tb та 151 Ho.

α-розпад із ізомерного стану ізотопу 151 Ho (J P = (1/2) + , E ізомер = 40 кеВ) більш ймовірний (80%), ніж е-захоплення на цей ізомерний стан. У той самий час основний стан 151 Але розпадається переважно у результаті е-захвата (78%).
В ізотопі 149 Tb розпад ізомерного стану (J P = (11/2) - , E ізомер = 35.8 кэВ) відбувається в переважній разі в результаті е-захоплення. Особливості розпаду основного та ізомерного станів, що спостерігаються, пояснюються величиною енергії α-розпаду і е-захоплення і орбітальними моментами, що несуть α-частинкою або нейтрино.

Альфа-розпад(А-розпад) - вид радіоактивного розпаду атомних ядер, коли випромінюється альфа-частка, заряд ядра зменшується на 2 одиниці, масове число - на 4. Альфа-розпад характерний для радіоактивних елементів з великим атомним номером Z.

Мал. 1. Схематичне зображення а-розпаду.

Альфа-розпадом називається мимовільне перетворення атомного ядра з числом протонів Zта нейтронів Nв інше (дочірнє) ядро, що містить кількість протонів Z-2 та нейтронів N- 2. При цьому випускається а-частка - ядро ​​атома гелію 4//^+.

При а-розпаді вихідного ядра атомний номер ядра, що утворився, зменшується на дві одиниці, а масове число зменшується на 4 одиниці, відповідно до схеми:

Прикладами а-розпаду можуть бути розпад ізотопу урану-238:

(при цьому розпаді ядро ​​торію та а-частка розлітаються з кінетичними енергіями 0.07 МеВ і 4.18 МеВ) і радію-226:

Тут проявляється правило зсуву, сформульоване Фаянсом і Содді: елемент, що утворився з іншого елемента при випромінюванні а-променів, займає в періодичній системі місце на дві групи лівіше за вихідний елемент.

Ступінь нестійкості ядер характеризується величиною періоду напіврозпаду – проміжку часу, протягом якого розпадається половина ядер цього радіоактивного ізотопу. Більшість радіоактивних ізотопів мають складні схеми розпаду. У таких випадках на схемах вказують відсоток даного виду випромінювання по відношенню до загального числа переходів (рис. 1 та 2).

Мал. 2. Схема розпаду 230 Th.

Повна енергія а-розпаду:

де Е а- енергія а-частки, Е тл- енергія атома віддачі та Я„шб - енергія збудження дочірнього ядра.

Для більш легких парних нуклідів (Л

Кінетична енергія а-часток при альфа-розпаді (Е та)визначається масами вихідного та кінцевого ядра та а-частки. Ця енергія може дещо зменшуватися, якщо кінцеве ядро ​​утворюється в збудженому стані і, навпаки, дещо збільшуватися, якщо збудженим було ядро, що випускає а-частинку (такі а-частки зі збільшеною енергією називаються довгопробіжними). Однак у всіх випадках енергія а-розпаду завжди пов'язана з різницею мас і рівнями збудження вихідного і кінцевого ядер, а тому спектр а-часток, що випускаються, завжди є не суцільним, а лінійчастим.

Енергія, що виділилася при а-розпаді

де Ма і М А -4 - маси материнського та дочірнього ядер, Ма -маса а-частки. Енергія Еділиться між а-частинкою та дочірнім ядром обернено пропорційно їх масам, звідки енергія а-часток:

Енергія віддачі:

Енергія віддачі дочірнього ядра зазвичай знаходиться в області о,1 МеВ, що відповідає довжині пробігу в повітрі, що дорівнює кількох міліметрів.

У земних умовах існує близько 40 а-радіоактивних ізотопів. Вони об'єднані в три радіоактивні ряди, які починаються з 2 3 6 U ( А = 477), 2 3 8 U (А = 477 +2), 2 35U ( А = 477 +3). До них можна умовно (т.к. ізотопи цього ряду встигли розпастися за час існування Землі), віднести четвертий ряд, який починається з 23? Np (Л = 477 +1). Після низки послідовних розпадів утворюються стабільні ядра з близьким чи рівним магічним числам кількістю протонів і нейтронів (Z=82, N=126) відповідно 2o8 Pb, 2o6 Pb, 2 ° 7 РЬ, 2 ° 9Bi. Пори життя «-активних ядер лежать у межах від ю 17років (2 °4РЬ) до 3-ю* 7з (212 Ро). Довгоживучими є нукліди і 2 Се, *44Ne, 17 4Hf, періоди напіврозпаду яких становлять

(2+5) 10*5 років.

Мал. 3. Плоскі пучки а-променів від джерела малих розмірів: а - джерело 210 Ро, одна група а-променів; б - джерело 227 Th дві групи з близькими по довжині пробігами; в - джерело 2u Bi + 2n Po, видно дві а-частинки 211Р0; г - джерело ~ 8 Th з продуктами його розпаду Ra, 2 3-Th, 21б Ро, 212 Bi + 212 Po 6 груп.

Альфа-розпад можливий, якщо енергія зв'язку а-частинки щодо материнського ядра є негативною. Для того, щоб ядро ​​було а-радіоактивним, необхідно виконання умови, що є наслідком закону збереження енергії.

М(А?) >М(Л-4^-2) + Ма, (9)

де M(A,Z)і М(А- 4,Z-2) - маси спокою вихідного та кінцевого ядер відповідно, Ма- Маса а-частки. При цьому в результаті розпаду кінцеве ядро ​​і а-частка набувають сумарної кінетичної енергії е.

Кінетичні енергії а-частинок змінюються від 1,83 МеВ (*44Nd) до 11,65 МеВ (ізомер 212ш Ро). Енергія а-частинок, що випускаються важкими рамами з основних станів, становить 4+9 МеВ, а рідкоземельних елементів, що випускається, 2+4.5 МеВ. Пробіг а-частки з типовою енергією Еа = 6 МеВ становить -5 см у повітрі за нормальних умов і ~о, 05 мм в А1.

Мал. 4. Експериментальний а-спектр ізотопів плутонію.

Спектра-частинок, що виникають при розпаді материнського ядра, часто складається з кількох моно-енергетичних ліній, які відповідають квантовим переходам на різні енергетичні рівні дочірнього ядра.

Так як а-частка не має спина, правила відбору по моменту кількості руху I-Lта парності, які випливають із відповідних законів збереження, виявляються простими. Кутовий момент L or-частки може приймати значення в інтервалі:

де і If- кутові моменти початкового та кінцевого стану ядер (материнського та дочірнього). У цьому дозволені лише парні значення L, якщо парності обох станів збігаються, і непарні, якщо парності не збігаються.

Мал. 5. Залежність lg Твід Е а "1/2для парно-парних ізотопів полонію, радону та радію.

Властивістю а-розпаду є наявність певної і до того ж дуже сильної залежності між енергією частинок, що випускаються, і періодом напіврозпаду «-радіоактивних ядер. При невеликій зміні енергії а-частинок періоди напіврозпаду (Т) змінюються на багато порядків. Так у 2 з 2 ТЪ?„=4.08 МеВ, 7=1.41 10 ю л, а 2l8 Th Е а = 9.85 МеВ, Т=ю мкс. Зміни енергії вдвічі відповідає зміна в періоді напіврозпаду на 24 порядки.

Для парно-парних ізотопів одного елемента залежність періоду напіврозпаду від енергії а-розпаду добре описується співвідношенням (закон Гейгера-Неттолла):

де Ci і з 2 - константи, що слабо залежать від Z.

Для постійного розпаду закон Гейгера-Нетолла має вигляд:

де binb 2 -константи, причому b 2 -загальна, а Ь- індивідуальна для кожного природного ряду, R -довжина пробігу а-частки в повітрі, Е а -енергія а-частки.

Залежність такого роду була емпірично встановлена ​​в 1912 р. Г.Гейгером і Дж.Нетоллом і теоретично обґрунтована в 1928 р. Г.Гамовим в результаті квантовомеханічного розгляду процесу а-розпаду, що відбувається шляхом тунельного переходу. Теорія добре описує переходи між основними станами парно-парних ядер. Для непарно-парних, парно-парних і непарно-парних ядер загальна тенденція зберігається, але їх періоди напіврозпаду в 2-1000 разів більше, ніж для парно-парних ядер з даними Z і Е а.

Поширеність а-радіоактивності значною мірою визначається саме сильною залежністю часу життя таких ядер від енергії їхнього розпаду. Ця енергія позитивна, якщо період напіврозпаду знаходиться в межах кг 12 секТ=ю 1в років активність 1 г ізотопу А=200 становить лише 1,810 м2 Кі).

Для ізотопів елементів з Z

Відомо більше 200 a-активних ядер, розташованих в основному в кінці періодичної системи, за свинцем (Z>82), яким закінчується заповнення протонної ядерної оболонки Z=82. Альфа-розпад пов'язаний з

кулонівським відштовхуванням, яке зростає в міру збільшення розмірів ядер швидше (як Z 2), ніж ядерні сили тяжіння, які збільшуються лінійно зі зростанням масового числа А.

Мал. 6. Залежність енергії а-розпаду ізотопів елементів, починаючи з полонію (Z=84) до фермію (Z=ioo) від числа нейтронів у ядрах.

Є також близько 20 а-радіоактивних ізотопів рідкісноземельних елементів (A=i40-ri6o). Тут а-розпад найбільш характерний для ядер з N= 84, які при випромінюванні а-часток перетворюються на ядра із заповненою нейтронною оболонкою (N= 82). Існує також невелика група-випромінювачів у проміжку між рідкісноземельними і важкими ядрами і є кілька а-випромінюючих нейтронно-дефіцитних ядер з А~по.

Часи життя a-активних ядер коливаються у межах: від 3-10-" сек (для 2,2 Ро) до (2-5)-10*5 л (природні ізотопи '4 2 Се, *44Nd, WHO. Енергія а-розпаду лежить у межах 44-9 МеВ (за винятком випадку довгопробіжних а-часток) для всіх важких ядер і 24-4,5 МеВ для рідкісноземельних елементів. -100 представлено на рис.

Теоретично а-распада передбачається, що материнське ядро ​​для а -частиц потенційної ямою, яка обмежена потенційним бар'єром. Енергія а-частки в ядрі недостатня для подолання бар'єру. Виліт а-частки з ядра виявляється можливим лише завдяки квантово-механічному явищу, яке називається тунельним ефектом. Згідно з квантовою механікою, існують відмінна від нуля ймовірність проходження частки крізь потенційний бар'єр. Явище тунелювання має імовірнісний характер.

Тунельний ефект(тунелювання) - подолання мікрочастинкою потенційного бар'єру у разі, коли її повна енергія (що залишається при тунелюванні незмінною) менше висоти бар'єру. Тунельний ефект - явище квантової природи, неможливе у класичній механіці; аналогом тунельного ефекту в хвильовій оптиці може бути проникнення світлової хвилі всередину відбиває середовища за умов, коли, з погляду геометричної оптики, відбувається повне внутрішнє відбиток. Явище тунельного ефекту лежить в основі багатьох важливих процесів в атомній та молекулярній фізиці,в фізики атомного ядра, твердого тіла тощо. Зрештою, тунелювання пояснюється співвідношенням невизначеностей.

Мал. 7.

Основним фактором, що визначає ймовірність а-розпаду та її залежність від енергії а-частки та заряду ядра, є кулоновський бар'єр. Найпростіша теорія а-розпаду зводиться до опису руху а-частки в потенційній ямі з бар'єром (рис. 7). Оскільки енергія а-частинок становить 5-гю МеВ, а висота кулонівського бар'єру у важких ядер 254-30 МеВ, виліт а-частинки з ядра може відбуватися лише рахунок тунельного ефекту, ймовірність якого визначається проникністю бар'єру. Імовірність а-розпаду експоненційно залежить від енергії а-частки.

На рис. 7 показано залежність потенційної енергії взаємодії а-частки з залишковим ядром залежно від відстані між їхніми центрами. Кулонівський потенціал обрізається на відстані R,яке приблизно дорівнює радіусу залишкового ядра. Висота кулонівського бар'єру прямо пропорційна заряду ядра, заряду а-частки і обернено пропорційна R=r (A 1/s ,г 0 – радіус ядра. Вона досить значна, наприклад, для 2 з** і кулонівський бар'єр має висоту 30 МеВ, тому згідно з класичними уявленнями, а-частка з енергією 4,5 МеВ такий бар'єр подолати не може. Однак завдяки своїм хвильовим властивостям, а-частка такий бар'єр все ж таки долає.

На енергетичній діаграмі ядра можна виділити три області:

i" - сферична потенційна яма глибиною V.У класичній механіці а-частка з кінетичною енергією E a +V 0може рухатися у цій галузі, але з здатна її покинути. У цій галузі існує сильна взаємодія між а-частинкою та залишковим ядром.

R область потенційного бар'єру, у якій потенційна енергія більше енергії а-частки, тобто. це область, заборонена класичної частки.

7*>г е - область поза потенційним бар'єром. У квантовій механіці можливе проходження а-частинки крізь бар'єр (тунелювання), проте ймовірність цього дуже мала.

Теорія тунелювання Гамова пояснила сильну залежність періоду напіврозпаду а-випромінюючих нуклідів від енергії а-частки. Однак величини періодів напіврозпаду для багатьох ядер були передбачені великими похибками. Тому теорія Гамова неодноразово вдосконалювалася. Було враховано, як можливість розпаду ядер з ненульовим орбітальним моментом, і сильна деформація ядер (а-частинки охочіше вилітають вздовж великий осі еліпсоїда, а середня ймовірність вильоту відрізняється від такої для сферичного ядра) тощо. Теоретично Гамова не враховувалися структура станів початкового і кінцевого ядер і проблема освіти а-частинки у ядрі, ймовірність якої належала рівної 1. Для парно-парних ядер це наближення досить добре описує експеримент. Однак якщо перебудова структури вихідних ядер у кінцеві помітно утруднена, то розрахункові значення періодів напіврозпаду можуть змінитися на два порядки.

Альфа-частка не існує в ядрі, що розпадається, весь час, а з деякою кінцевою ймовірністю виникає на його поверхні перед вильотом. У поверхневому шарі важких ядер існують а-часткові угруповання нуклонів, що складаються з двох протонів та двох нейтронів (a-кластери). Відомо, що а-розпад йде на 2-4 порядку швидше, коли а-частка утворюється з нейтронних і протонних пар, в порівнянні з розпадом, коли а-частка утворюється з неспарених нуклонів. У першому випадку а-розпад називається сприятливим і такими виявляються всі a-переходи між основними станами парно-парних ядер. У другий випадок а-распад називається несприятливим.