Rodzaje przemian jądrowych, rozpad alfa i beta. Rozpady alfa, beta i gamma
emisja cząstek alfa przez jądra atomowe w procesie spontanicznego (spontanicznego) rozpadu promieniotwórczego (patrz Radioaktywność). Z A.-r. z jądra radioaktywnego („matki”) o liczbie atomowej Z i liczbie masowej (patrz liczba masowa) A emitowane jest jądro helu
Znanych jest około 200 jąder α-promieniotwórczych (1968); większość z nich jest cięższa od ołowiu (Z > 82). Pewna ilość izotopów α-promieniotwórczych występuje w zakresie wartości Z (jądro atomowe). Zatem w regionie ziem rzadkich znajduje się kilka jąder α-radioaktywnych (na przykład Lifetime) , charakterystyka jąder o niskiej energii A.-r. (patrz poniżej).
Z A.-r. pewnego izotopu promieniotwórczego wyemitowane cząstki α mają, w przybliżeniu, tę samą energię. Energia uwolniona podczas atomizacji jest dzielona pomiędzy cząstkę alfa i jądro w stosunku odwrotnie proporcjonalnym do ich mas. Energia cząstek α jest różna dla różnych izotopów. Im krótszy okres półtrwania T 1/2 danego izotopu (lub jego czas życia), tym jest on większy. Dla wszystkich znanych izotopów α-promieniotwórczych energia cząstek α waha się od 2 Mev do 9 Mev. Czasy życia jąder α-promieniotwórczych różnią się w ogromnym zakresie wartości, od około 3 10 -7 sek dla 212 Po do 5 10 15 lat dla 142 Ce. ; Czasy życia i energie cząstek α podano w tabeli w art. Izotopy
Wskazane są tam również wszystkie izotopy α-promieniotwórcze.
Cząstki α tracą energię podczas przechodzenia przez materię głównie podczas interakcji z powłokami elektronowymi atomów i cząsteczek, podczas których następuje jonizacja obu, wzbudzenie i w końcu dysocjacja cząsteczek. Aby całkowicie utracić energię cząstki α, wymagana jest bardzo duża liczba zderzeń (10 4 -10 5). Dlatego średnio wszystkie cząstki α o danej energii poruszają się w przybliżeniu tymi samymi drogami z małym rozproszeniem (3-4%). Ponieważ zderzenie ciężkiej cząstki α z lekkim elektronem nie może zauważalnie zmienić kierunku jej ruchu, ta droga – droga cząstki α – jest prosta. Zatem cząstki α o danej energii mają bardzo określony zasięg przed zatrzymaniem; na przykład w powietrzu o normalnym ciśnieniu atmosferycznym i temperaturze pokojowej cząsteczki alfa mają zakres od około 2,5 do 8,5 cm. Na podstawie długości śladów cząstek α w komorze chmurowej można jakościowo określić skład izotopowy próbki radioaktywnej. NA ryż. 1
Opuszczając jądro, cząstka alfa doświadcza dwóch różnych sił. Siły jądrowe o bardzo dużej wielkości i działające z małych odległości mają tendencję do utrzymywania cząstki wewnątrz jądra, podczas gdy oddziaływanie kulombowskie (elektryczne) powstałej cząstki α z resztą jądra powoduje pojawienie się siły odpychającej.
NA ryż. 2 Pokazano zależność energii potencjalnej oddziaływania cząstki α z jądrem końcowym (jądrem pozostałym po odejściu cząstki α) od odległości od środka jądra. Z ryż. jasne jest, że cząstka α musi pokonać barierę Potencjału w momencie wyjazdu.
Całkowita (tj. potencjalna plus kinetyczna) energia cząstki alfa w różnych jądrach może przyjmować zarówno wartości ujemne, jak i wraz ze wzrostem ładunku jądrowego także dodatnie. W tym ostatnim przypadku A.-r. zostanie energetycznie rozwiązany. Linia ciągła włączona ryż. 2 pokazuje całkowitą energię cząstki α w jądrze (lub innymi słowy poziom energii cząstki α w jądrze). Dodatnia nadwyżka energii całkowitej, oznaczona literą MI, reprezentuje różnicę między masą jądra radioaktywnego a sumą mas cząstki α i końcowego jądra.
Gdyby nie było potencjalnej bariery, której wysokość wynosi V, na przykład dla 238 92 U równa 15 Maev, następnie cząstka α o dodatniej energii kinetycznej E (dla 238 92 U energia kinetyczna byłaby rozpadem alfa 4.2 Mev) mógłby swobodnie opuścić rdzeń. W praktyce prowadziłoby to do jąder o wartościach dodatnich mi w ogóle nie istniałyby w naturze. Wiadomo jednak, że w przyrodzie występują jądra o Z ≥ 50, dla których E jest dodatnie.
Natomiast z punktu widzenia mechaniki klasycznej cząstka α o energii E
Mechanika kwantowa, biorąc pod uwagę falową naturę cząstek α, pokazuje, że istnieje skończone prawdopodobieństwo „wycieku” cząstki α przez barierę potencjału (efekt tunelowy). Bariera staje się niejako częściowo przezroczysta dla cząstki α. Przezroczystość bariery zależy od jej wysokości V i szerokości B w następujący sposób:
przezroczystość 
Tutaj b - wartość zależna od promienia r rdzenia, m - masa cząstki α, E - jej energia (patrz ryż. 2 ). Przezroczystość (przepuszczalność) bariery jest tym większa, im mniejsza jest jej szerokość i im bliżej szczytu bariery potencjału znajduje się poziom energii cząstki α (tym większa jest energia cząstki α w jądrze).
Prawdopodobieństwo A.-r. jest proporcjonalna do przepuszczalności bariery potencjału. Ponieważ wraz ze wzrostem energii cząstki α szerokość bariery maleje ( ryż. 2 ), uzyskana eksperymentalnie ostra zależność prawdopodobieństwa A.-r staje się jasna. od E - energia kinetyczna cząstek α. Na przykład, gdy energia emitowanych cząstek α wzrasta z 5 do 6 Mev prawdopodobieństwo A.-r. wzrasta o 10 7 razy.
Prawdopodobieństwo A.-r. zależy również od prawdopodobieństwa powstania cząstki alfa w jądrze. Zanim cząstka alfa opuści jądro, musi się tam uformować. Cząstki α nie istnieją trwale w jądrze. Cztery cząstki elementarne, z których się składa, biorą udział w złożonym ruchu nukleonów w jądrze i nie ma możliwości odróżnienia ich od innych cząstek tego jądra. Istnieje jednak zauważalne (rozpad alfa10 -6) prawdopodobieństwo powstania cząstki alfa w jądrze na jakiś krótki czas w wyniku losowego zbliżenia się 4 nukleonów. Dopiero gdy cząstka α opuści jądro i znajdzie się wystarczająco daleko od niego, cząstkę α i jądro można uznać za dwie oddzielne cząstki.
Prawdopodobieństwo A.-r. zależy silnie od wielkości jądra [patrz. formuła (*)], która pozwala na użycie A.-r. do określenia wielkości ciężkich jąder.
Jak już wspomniano, energia cząstek α wydostających się z jądra w wyniku atomizacji musi być dokładnie równa energetycznemu odpowiednikowi różnicy mas jąder przed i po atomizacji, czyli wartości E. To instrukcja jest ważna tylko w przypadku, gdy końcowe jądro
Rzeczywiście wykazano eksperymentalnie, że promieniowanie α wielu pierwiastków promieniotwórczych składa się z kilku grup cząstek α, których energie są blisko siebie („drobna struktura” widma α). Jako przykład na ryż. 3 pokazuje widmo cząstek α z rozpadu 212 83 Bi (bizmut-212).
NA ryż. 4 pokazuje diagram energetyczny rozpadu α 212 83 Bi do stanu podstawowego i wzbudzonego końcowego jądra
Różnice energii między grupą główną a liniami drobnej struktury wynoszą 0,04, 0,33, 0,47 i 0,49 Mev. Eksperymentalne rozróżnienie linii drobnej struktury widm α możliwe jest jedynie za pomocą magnetycznych spektrometrów alfa.
Znajomość subtelnej struktury widm cząstek α pozwala obliczyć energię stanów wzbudzonych końcowego jądra.
Niektóre izotopy promieniotwórcze emitują niewielką liczbę cząstek α o energiach znacznie większych niż energia głównej grupy cząstek α. Na przykład w widmie cząstek alfa pochodzących z rozpadu MeV jest większe niż energia grupy głównej. Natężenie tych dwóch grup to tzw. cząstki α dalekiego zasięgu to jedynie rozpad alfa wynoszący 10 -5 całkowitego natężenia promieniowania α. Ślad jednej z tych cząstek widoczny jest w ryż. 5 . Istnienie cząstek dalekiego zasięgu wynika z faktu, że A.-r. mogą doświadczyć jąder znajdujących się w stanie wzbudzonym (o wyższej energii).
Wiele podstawowych koncepcji fizyki atomowej i jądrowej zawdzięcza swoje pochodzenie badaniu α-radioaktywności. Teoria mechaniki kwantowej, zaproponowana w 1928 roku przez G. Gamowa i niezależnie przez G. Gurneya i E. Condona, była pierwszym zastosowaniem mechaniki kwantowej do procesów jądrowych. Badanie rozpraszania cząstek α doprowadziło do koncepcji jądra atomowego jako środka masy i dodatniego ładunku atomu. Napromienianie lekkich pierwiastków cząstkami alfa doprowadziło do odkrycia reakcji jądrowych i sztucznej radioaktywności.
Oświetlony.: Glesson S., Atom. Jądro atomowe. Energia atomowa, przeł. z języka angielskiego, M., 1961; Goldansky V.I., Leikin E.M., Transformacje jąder atomowych, M., 1958.
V.S. Jewsiew.
Ryż. 2. Energia potencjalna oddziaływania cząstki α ze skończonym jądrem. V- wysokość bariery potencjału, W- jego szerokość, mi- energia cząstek α, R- odległość od środka rdzenia.
cząstki α odpowiadają przejściu do stanu podstawowego, α 1, α 2, α 3 i α 4 to cząstki alfa emitowane podczas przejścia końcowego jądra do jednego ze stanów wzbudzonych.
Ryż. 1. Fotografie śladów cząstek α w komorze chmurowej, cząstki α emitowane są przez źródło AcS + AcS.” Na rysunku przedstawiono 2 ślady cząstek α emitowanych przez AcS.” Cząstki te mają większy zasięg (6,6 cm) niż cząstki α AcC (5.4 cm).
Wielka encyklopedia radziecka. - M .: Encyklopedia radziecka. 1969-1978 .
Synonimy:Zobacz, co oznacza „rozpad alfa” w innych słownikach:
A; m. Transformacja radioaktywna jądra atomowego, podczas której emitowana jest cząstka alfa. * * * Rozpad alfa (rozpad α), rodzaj rozpadu radioaktywnego jąder atomowych, podczas emisji cząstki alfa ładunek jądra zmniejsza się o 2 jednostki, liczba masowa… ... Słownik encyklopedyczny
Nowoczesna encyklopedia
Rozpad alfa- (rozpad), rodzaj promieniotwórczości; emisja cząstki alfa przez jądro atomowe. Podczas rozpadu alfa liczba masowa (liczba nukleonów) zmniejsza się o 4 jednostki, a ładunek jądra (liczba protonów) zmniejsza się o 2. W tym przypadku uwalniana jest energia, która jest dzielona... ... Ilustrowany słownik encyklopedyczny
Rozpad alfa- (rozpad α) emisja cząstek alfa (cząstek α) podczas spontanicznego rozpadu promieniotwórczego jąder atomowych. Ładunek jądrowy zmniejsza się o 2 jednostki, a liczba masowa o 4. Charakterystyka ciężkich jąder o liczbie masowej A większej niż 200 i liczbie ładunku Z... ... Rosyjska encyklopedia ochrony pracy
Rozpad o godz. jądra, czemu towarzyszy emisja cząstki. Z A. r. ładunek jądra Z (w jednostkach ładunku elementarnego) zmniejsza się o 2 jednostki, a liczba masowa A o 4 jednostki, na przykład: 22688Ra® 22286Rn+42He Energia uwolniona podczas AR jest dzielona pomiędzy cząstkę… Encyklopedia fizyczna
ROZKŁAD ALFA- rodzaj spontanicznego rozpadu radioaktywnego jąder atomowych, w którym emitowany jest ładunek jądrowy (patrz), ładunek jądra zmniejsza się o 2 jednostki, liczba masowa o 4. Mechanizm AR. związane z (patrz) cząstkami alfa, które mają dyskretne widmo energii. A. r. włączać... Wielka encyklopedia politechniczna
ROZKŁAD ALFA
Stan rozkładu. Rozpad alfa jest charakterystyczny dla ciężkich jąder, w których następuje wzrost A obserwuje się spadek energii wiązania na nukleon. W tym obszarze liczb masowych spadek liczby nukleonów w jądrze prowadzi do powstania mocniej związanego jądra. Jednakże przyrost energii wraz ze spadkiem A jeden jest znacznie mniejsza niż energia wiązania jednego nukleonu w jądrze, dlatego emisja protonu lub neutronu, który ma energię wiązania równą zeru poza jądrem, jest niemożliwa. Emisja jądra 4 Ne okazuje się energetycznie korzystna, gdyż specyficzna energia wiązania nukleonu w tym jądrze wynosi około 7,1 MeV. Rozpad alfa jest możliwy, jeśli całkowita energia wiązania jądra produktu i cząstki alfa jest większa niż energia wiązania pierwotnego jądra. Lub w jednostkach masy:
M(A,Z)>M(A-4, Z-2) + M α (3.12)
Wzrost energii wiązania nukleonów oznacza zmniejszenie energii spoczynkowej dokładnie o ilość energii uwolnionej podczas rozpadu alfa mi α. Zatem jeśli wyobrażamy sobie cząstkę alfa jako całość w jądrze produktu, to powinna ona zajmować poziom o energii dodatniej równej mi α(ryc. 3.5).
Ryż. 3.5. Schemat poziomu energii cząstki alfa w ciężkim jądrze
Kiedy cząstka alfa opuszcza jądro, energia ta jest uwalniana w postaci wolnej, jako energia kinetyczna produktów rozpadu: cząstki alfa i nowego jądra. Energia kinetyczna rozkłada się pomiędzy tymi produktami rozpadu odwrotnie proporcjonalnie do ich mas, a ponieważ masa cząstki alfa jest znacznie mniejsza niż masa nowo utworzonego jądra, prawie cała energia rozpadu jest przenoszona przez cząstkę alfa. Zatem z dużą dokładnością mi α jest energią kinetyczną cząstki alfa po rozpadzie.
Jednakże uwolnieniu energii zapobiega bariera potencjału Coulomba U k(patrz rysunek 3.5), prawdopodobieństwo przejścia cząstki alfa jest małe i bardzo szybko spada wraz ze spadkiem mi α. Zatem zależność (3.12) nie jest warunkiem wystarczającym rozpadu alfa.
Wysokość bariery Coulomba dla naładowanej cząstki wnikającej do jądra lub ją opuszczającej wzrasta proporcjonalnie do jej ładunku. Dlatego bariera Coulomba stanowi jeszcze większą przeszkodę w ucieczce z ciężkiego jądra innym ściśle związanym lekkim jąderom, takim jak 12 C Lub 16 o. Średnia energia wiązania nukleonu w tych jądrach jest nawet wyższa niż w jądrze 4 Nie, a więc w niektórych przypadkach emisja jądra 16 o zamiast sekwencyjnie emitować cztery cząstki alfa, byłoby to korzystniejsze energetycznie. Jednak emisja jąder cięższych od jądra 4 Nie, nie zaobserwowano.
Wyjaśnienie upadku. Mechanizm rozpadu alfa wyjaśnia mechanika kwantowa, gdyż proces ten nie jest możliwy w ramach fizyki klasycznej. Tylko cząstka o właściwościach falowych może pojawić się poza studnią potencjału, gdy mi α . Co więcej, okazuje się, że jedynie bariera potencjału o nieskończenie dużej szerokości, z prawdopodobieństwem równym jedności, ogranicza obecność cząstki w studni potencjału. Jeżeli szerokość bariery jest skończona, wówczas prawdopodobieństwo przekroczenia bariery potencjału jest zasadniczo zawsze różne od zera. To prawda, że prawdopodobieństwo to szybko maleje wraz ze wzrostem szerokości i wysokości bariery. Aparatura mechaniki kwantowej prowadzi do następującego wyrażenia na przezroczystość bariery lub prawdopodobieństwo ω dla cząstki znajdującej się poza barierą potencjału podczas zderzenia ze ścianą:
(3.13)
Jeśli wyobrazimy sobie cząstkę alfa wewnątrz sferycznej studni potencjału o promieniu R, poruszając się z dużą prędkością v α, wówczas będzie częstotliwość uderzeń w ściany wykopu v α/R, a wówczas prawdopodobieństwo opuszczenia jądra przez cząstkę alfa w jednostce czasu, czyli stała rozpadu, będzie równe iloczynowi liczby prób w jednostce czasu razy prawdopodobieństwu przejścia bariery w jednym zderzeniu ze ścianą:
, (3.14)
gdzie jest jakiś nieokreślony współczynnik, gdyż przyjęto zapisy dalekie od prawdy: cząstka alfa nie porusza się swobodnie w jądrze i w ogóle nie ma cząstek alfa w składzie jąder. W momencie rozpadu alfa powstaje z czterech nukleonów. Wartość ma znaczenie prawdopodobieństwa powstania cząstki alfa w jądrze, której częstotliwość zderzeń ze ścianami studni potencjału jest równa v α/R.
Porównanie z doświadczeniem. Na podstawie zależności (3.14) można wyjaśnić wiele zjawisk obserwowanych podczas rozpadu alfa. Okres półtrwania jąder alfa-aktywnych jest dłuższy, im niższa jest energia mi α emitowane podczas rozpadu cząstek alfa. Jeśli jednak okresy półtrwania wahają się od ułamków mikrosekundy do wielu miliardów lat, wówczas zakres zmian mi α bardzo małe i około 4-9 MeV dla jąder o liczbach masowych A>200. Regularna zależność okresu półtrwania od mi α została odkryta dawno temu w doświadczeniach z naturalnymi radionuklidami α-aktywnymi i jest opisana zależnością:
(3.15)
gdzie i są stałymi, które różnią się nieznacznie dla różnych rodzin promieniotwórczych.
Wyrażenie to nazywa się prawem Geigera-Nattalla i przedstawia zależność stałej rozpadu od prawa potęgowego λ z mi α z bardzo wysokim oprocentowaniem. Takie silne uzależnienie λ z mi α wynika bezpośrednio z mechanizmu przejścia cząstki alfa przez barierę potencjału. Przezroczystość bariery, a co za tym idzie stała zaniku λ zależą od całki po obszarze R1-R wykładniczo i szybko rośnie wraz ze wzrostem mi α. Gdy mi α zbliża się do 9 MeV, czas życia w odniesieniu do rozpadu alfa wynosi małe ułamki sekundy, tj. Przy energii cząstek alfa wynoszącej 9 MeV rozpad alfa następuje niemal natychmiast. Zastanawiam się, jaki jest sens mi α nadal znacznie mniejsza niż wysokość bariery Coulomba U k, co dla ciężkich jąder podwójnie naładowanej cząstki punktowej wynosi około 30 MeV. Bariera dla cząstki alfa o skończonej wielkości jest nieco niższa i można ją oszacować na 20–25 MeV. Zatem przejście przez barierę potencjału Coulomba przez cząstkę alfa jest bardzo efektywne, jeśli jej energia nie jest mniejsza niż jedna trzecia wysokości bariery.
Przezroczystość bariery Coulomba zależy również od ładunku jądra, ponieważ Wysokość bariery Coulomba zależy od tego ładunku. Rozpad alfa obserwuje się wśród jąder o liczbach masowych A>200 i w regionie ~150. Oczywiste jest, że bariera Coulomba przy ~150 prawdopodobieństwo rozpadu alfa jest w tym przypadku zauważalnie niższe mi α dużo więcej.
Chociaż teoretycznie możliwe jest, że cząstka alfa przeniknie przez barierę przy dowolnej energii, istnieją ograniczenia w możliwości eksperymentalnego określenia tego procesu. Nie jest możliwe określenie rozpadu alfa jąder o okresie półtrwania większym niż 10 17 – 10 18 lat. Odpowiednia wartość minimalna mi α wyższa dla cięższych jąder i wynosi 4 MeV dla jąder A>200 i około 2 MeV dla jąder z ~150. Zatem spełnienie zależności (3.12) niekoniecznie oznacza niestabilność jądra ze względu na rozpad alfa. Okazuje się, że zależność (3.12) obowiązuje dla wszystkich jąder o liczbach masowych większych niż 140, ale w obszarze A>140 zawiera około jednej trzeciej wszystkich naturalnie występujących stabilnych nuklidów.
Granice stabilności. Rodziny radioaktywne. Granice stabilności ciężkich jąder w odniesieniu do rozpadu alfa można wyjaśnić za pomocą modelu powłoki jądrowej. Jądra, które mają tylko zamknięte powłoki protonowe lub neutronowe, są szczególnie ściśle związane. Dlatego chociaż energia wiązania na nukleon dla średnich i ciężkich jąder maleje wraz ze wzrostem A, spadek ten zawsze zwalnia w miarę zbliżania się A do magicznej liczby i przyspiesza po minięciu A poprzez magiczną liczbę protonów lub neutronów. W rezultacie energia mi α okazuje się znacznie niższa od minimalnej wartości, przy której obserwuje się rozpad alfa dla jąder magicznych lub liczba masowa jądra jest mniejsza niż liczba masowa jądra magicznego. Wręcz przeciwnie, energia mi α wzrasta gwałtownie dla jąder o liczbach masowych przekraczających podane wartości A jąder magicznych i przekracza minimalną praktyczną stabilność w zakresie rozpadu alfa.
W dziedzinie liczb masowych ~150 alfa-aktywne to nuklidy, których jądra zawierają o dwa lub więcej neutronów więcej niż magiczna liczba 82. Niektóre z tych nuklidów mają okresy półtrwania znacznie dłuższe niż wiek geologiczny Ziemi i dlatego występują w swojej naturalnej postaci - są to nuklidy 144 Nd , 147 Sm, 149 Sm, 152 Gd. Inne powstały w wyniku reakcji jądrowych. Te ostatnie mają brak neutronów w porównaniu ze stabilnymi nuklidami o odpowiednich liczbach masowych i dla tych nuklidów rozpad β + zwykle konkuruje z rozpadem alfa. Najcięższy stabilny nuklid to 209 Bi, którego jądro zawiera magiczną liczbę neutronów 126. Pierwiastek prowadzący do bizmutu, ołowiu, ma magiczną liczbę protonów 82, oraz 208 str jest podwójnie magicznym nuklidem. Wszystkie cięższe jądra są radioaktywne.
Ponieważ w wyniku rozpadu alfa jądro produktu zostaje wzbogacone w neutrony, rozpad beta następuje po kilku rozpadach alfa. To ostatnie nie zmienia liczby nukleonów w jądrze, a więc w każdym jądrze posiadającym liczbę masową A>209 może stać się stabilny dopiero po określonej liczbie rozpadów alfa. Ponieważ liczba nukleonów podczas rozpadu alfa zmniejsza się jednocześnie o 4 jednostki, możliwe jest istnienie czterech niezależnych łańcuchów rozpadu, każdy z własnym produktem końcowym. Trzy z nich występują w przyrodzie i nazywane są naturalnymi rodzinami radioaktywnymi. Rodziny naturalne kończą swój rozkład utworzeniem jednego z izotopów ołowiu, którego końcowym produktem czwartej rodziny jest nuklid 209 Bi(patrz tabela 3.1).
Istnienie naturalnych rodzin promieniotwórczych wynika z trzech długożyciowych nuklidów alfaaktywnych - 232 Cz, 235 U, 238 U, mający okresy półtrwania porównywalne z wiekiem geologicznym Ziemi (5,10 · 9 lat). Najdłużej żyjącym przedstawicielem wymarłej czwartej rodziny jest nuklid 237 Np– izotop pierwiastka transuranowego, neptunu.
Tabela 3.1. Rodziny radioaktywne
Obecnie bombardując ciężkie jądra neutronami i jądrami lekkimi, otrzymuje się wiele nuklidów będących izotopami pierwiastków transuranowych (Z>92). Wszyscy są niestabilni i należą do jednej z czterech rodzin.
Kolejność rozpadów w rodzinach naturalnych pokazano na ryc. 3.6. W przypadkach, gdy prawdopodobieństwa rozpadu alfa i beta są porównywalne, tworzą się widełki odpowiadające rozpadowi jąder z emisją cząstek alfa lub beta. W tym przypadku końcowy produkt rozkładu pozostaje niezmieniony.
Ryż. 3.6. Wzorce rozkładu w rodzinach naturalnych.
Nazwy nadawane są radionuklidom podczas wstępnych badań naturalnych łańcuchów rozpadu.
ROZKŁAD ALFA (rozpad α), emisja cząstki alfa (jądro 4 He) przez jądro atomowe. Rozpad alfa ze stanu podstawowego (niewzbudnego) jądra nazywany jest również radioaktywnością alfa.
Termin „promienie α” został wprowadzony wkrótce po odkryciu radioaktywności przez A. A. Becquerela w 1896 r. na określenie najmniej przenikliwego rodzaju promieniowania emitowanego przez substancje radioaktywne. W 1909 roku E. Rutherford i T. Royds udowodnili, że cząstki α są podwójnie zjonizowanymi atomami helu.
Podczas rozpadu alfa liczba masowa A jądra macierzystego zmniejsza się o 4 jednostki, a ładunek (liczba protonów) Z zmniejsza się o 2:
A Z → A-4 (Z—2) + 4 2 He + Q. (1)
Energia Q uwolniona podczas rozpadu alfa jest określona przez różnicę mas jądra macierzystego i obu produktów rozpadu. Rozpad alfa jest energetycznie możliwy, jeśli wartość Q jest dodatnia. Warunek ten jest spełniony dla prawie wszystkich jąder o A > 150. Obserwowane czasy życia jąder radioaktywnych alfa wahają się od 10 17 lat (204 Pb) do 3,10 -7 s (212 Po). Jednak w wielu przypadkach czasy życia jąder (okresy półtrwania), dla których Q > 0 okazują się zbyt długie i nie można zaobserwować radioaktywności alfa. Energia kinetyczna cząstek α waha się od 1,83 MeV (144 Nd) do 11,65 MeV (izomer 212 Po).
Znanych jest ponad 300 α-promieniotwórczych nuklidów, w większości otrzymywanych sztucznie. Zdecydowana większość z nich należy do pierwiastków znajdujących się w układzie okresowym za ołowiem (Z>82). W obszarze lantanowców (A = 140-160) występuje grupa α-promieniotwórczych nuklidów, a także niewielka grupa pomiędzy lantanowcami i ołowiem. W reakcjach jądrowych z ciężkimi jonami zsyntetyzowano kilka krótkotrwałych nuklidów emitujących alfa o A = 106-116.
Spektroskopia alfa. Cząstki alfa emitowane z jąder macierzystych podczas ich rozpadu zwykle tworzą kilka grup o różnych energiach. Rozkład energii tych grup nazywany jest widmem energii, a dziedzina fizyki eksperymentalnej badająca widma cząstek α nazywa się spektroskopią alfa. Każda z linii widma odpowiada pewnemu stanowi (poziomowi energii) jądra potomnego. Celem spektroskopii alfa jest pomiar energii i intensywności każdej grupy cząstek alfa, a także czasu życia rozpadających się jąder. Dane te pozwalają określić charakterystykę poszczególnych poziomów jądra potomnego – ich energię wzbudzenia, spin, parzystość, a także prawdopodobieństwo ich powstania. Uzyskana informacja spektroskopowa okazuje się ważnym, a czasami jedynym źródłem informacji o strukturze zarówno jądra potomnego, jak i macierzystego. W ostatnim czasie jedną z najważniejszych metod badawczych stosowanych w syntezie pierwiastków superciężkich stała się spektroskopia alfa.
Energię i intensywność cząstek α emitowanych przez rozpadające się jądra mierzy się za pomocą spektrometrów alfa. Najczęściej stosuje się krzemowe detektory półprzewodnikowe różnego typu, które umożliwiają uzyskanie rozdzielczości energetycznej do 12 keV (dla cząstek α o energii 6 MeV) przy współczynniku apertury około 0,1%. Wyższą rozdzielczość można uzyskać stosując spektrometry magnetyczne, które jednak mają znacznie mniejszy współczynnik apertury i charakteryzują się złożoną i nieporęczną konstrukcją.
Okresy półtrwania. Jedną z cech radioaktywności α jest to, że przy stosunkowo małej różnicy energii cząstek α, czasy życia jąder macierzystych różnią się o wiele rzędów wielkości. Na długo przed powstaniem teorii α-radioaktywności ustalono empiryczną zależność (prawo Geigera-Nettalla) łączącą okres półtrwania T 1/2 z energią rozpadu Q:
Zależność ta jest najlepiej spełniona w przypadku przejść pomiędzy stanami podstawowymi jąder z parzystą liczbą neutronów i protonów.
Teoria rozpadu alfa. Najprostszą teorię rozpadu alfa zaproponował G. Gamow w 1927 roku; było to pierwsze zastosowanie nowo powstałej mechaniki kwantowej do opisu zjawisk jądrowych. Teoria ta uwzględniała ruch cząstki α w studni potencjału z barierą Coulomba (ryc.).
Ponieważ Wysokość bariery Coulomba dla ciężkich jąder wynosi 25-30 MeV, a energia cząstek alfa wynosi zaledwie 5-10 MeV, wówczas ich ucieczka z jądra jest zabroniona przez prawa mechaniki klasycznej i może nastąpić tylko dzięki kwantowi mechaniczny efekt tunelowania. Korzystając z uproszczonej postaci bariery i zakładając, że cząstka α znajduje się wewnątrz jądra, możemy otrzymać wyrażenie na prawdopodobieństwo rozpadu alfa, które zależy wykładniczo od energii cząstki α, czyli wyrażenie typu (2 ). Teoria Gamowa ustaliła, że głównym czynnikiem determinującym prawdopodobieństwo rozpadu alfa i jego zależność od energii cząstki alfa i ładunku jądra jest bariera Coulomba.
Współczesne podejście do opisu rozpadu alfa opiera się na metodach stosowanych w teorii reakcji jądrowych. Prawdopodobieństwo rozpadu alfa λ (odwrotność okresu półtrwania T 1/2 do współczynnika ln 2 = 0,693) można przedstawić jako iloczyn trzech czynników:
Współczynnik S, zwany współczynnikiem spektroskopowym, określa prawdopodobieństwo, że w danym jądrze macierzystym z dwóch protonów i dwóch neutronów może powstać cząstka alfa. Prawdopodobieństwo to zależy od wewnętrznej struktury jądra początkowego i końcowego. Współczynnik P to prawdopodobieństwo przejścia przez barierę Coulomba (jej przepuszczalność) cząstce α o danej energii. Trzeci współczynnik v to liczba prób przebicia bariery w jednostce czasu. Gdyby w jądrze znajdowała się rzeczywista cząstka alfa, to wartość v byłaby bliska częstotliwości zderzeń cząstki alfa z barierą, czyli jedności podzielonej przez czas przelotu cząstki alfa przez średnicę jądro. Rzeczywista wartość v nie różni się zbytnio od tego oszacowania.
Zatem rozpad alfa jest procesem dwuetapowym: najpierw cząstka alfa musi powstać i pojawić się na powierzchni rozpadającego się jądra, a następnie przejść przez barierę potencjału. Omówiona powyżej teoria dobrze odtwarza dane eksperymentalne i pozwala wydobyć z nich ważne informacje o budowie jądra. W szczególności wykazano, że chociaż cząstki alfa nie występują stale w ciężkich jądrach, nukleony w warstwie powierzchniowej jąder spędzają znaczną część czasu jako część grup cząstek alfa zwanych klastrami alfa.
Rozpad alfa wzbudzonych jąder. Pojedyncze przypadki rozpadu ciężkich jąder z niższych stanów wzbudzonych, prowadzące do emisji tzw. cząstek α dalekiego zasięgu, są znane od dawna i uważane są za zjawisko radioaktywności alfa. Cząstki alfa dalekiego zasięgu otrzymują dodatkową energię w wyniku poziomu energii wzbudzenia, która jest dodawana do energii rozpadu Q. Z reguły rozpad alfa wzbudzonych jąder bada się za pomocą reakcji jądrowych i omówiona powyżej teoria ma dla nich pełne zastosowanie procesy. Obserwowane czasy życia stanów wzbudzonych jąder mieszczą się w przedziale od 10 -11 s do 10 -22 s. Niektóre stany rozpadu lekkich jąder mają współczynniki spektroskopowe bliskie jedności, co pozwala mówić o strukturze cząstek alfa takich jąder (patrz Model skupień jąder). Badanie rozpadu alfa wysoce wzbudzonych stanów jąder jest jedną z ważnych metod badania struktury jądrowej przy wysokich energiach wzbudzenia.
Dosł.: Spektroskopia alfa, beta i gamma. M., 1969. Wydanie. 2; Soloviev V. G. Teoria jądra atomowego: modele jądrowe. M., 1981.
Rozpad alfa- rozpad jąder atomowych, któremu towarzyszy emisja cząstek alfa (4 jądra He).
Niektóre izotopy mogą spontanicznie emitować cząstki alfa (doświadczać rozpadu alfa), tj. Czy alfa radioaktywny
. Radioaktywność alfa, z rzadkimi wyjątkami (na przykład 8 Be), nie występuje wśród lekkich i średnich jąder. Zdecydowana większość izotopów promieniotwórczych alfa (ponad 200) zlokalizowana jest w układzie okresowym w rejonie ciężkich jąder (Z > 83). Wśród pierwiastków ziem rzadkich znanych jest również około 20 izotopów promieniotwórczych alfa; ponadto radioaktywność alfa jest charakterystyczna dla jąder znajdujących się w pobliżu granicy stabilności protonów. Dzieje się tak, ponieważ rozpad alfa jest powiązany z odpychaniem Coulomba, które wzrasta wraz ze wzrostem rozmiarów jąder szybciej (jako Z 2) niż jądrowe siły przyciągania, które rosną liniowo wraz ze wzrostem liczby masowej A.
Jądro jest promieniotwórcze alfa, jeśli jest spełniony warunek wynikający z prawa zachowania energii
co się nazywa energia rozpadu alfa . Jądra mogą również ulegać rozpadowi alfa do stanów wzbudzonych jąder końcowych i ze stanów wzbudzonych jąder początkowych. Dlatego zależność energii rozpadu alfa (2) można uogólnić w następujący sposób
| Q α = (M(A,Z) - M(A-4,Z-2) - M α) z 2 + - , |
gdzie i są odpowiednio energiami wzbudzenia jądra początkowego i końcowego. Cząstki alfa powstałe w wyniku rozpadu stanów wzbudzonych nazywane są cząstkami alfa długodystansowe
. Dla większości rdzeni z A > 190 i dla wielu rdzeni z 150< A < 190 условие (12) выполняется, однако далеко не все они
считаются альфа-радиоактивными. Дело в том, что современные экспериментальные
возможности не позволяют обнаружить альфа-радиоактивность для нуклидов с
периодом полураспада большим, чем 10 16 лет. Кроме того, часть
“потенциально” альфа-радиоактивных ядер испытывают также бета-распад, который
сильно конкурирует с альфа-распадом.
Większość energii rozpadu alfa (około 98%) jest przenoszona przez cząstki alfa. Korzystając z zasad zachowania energii i pędu dla energii kinetycznej cząstki alfa T α, możemy otrzymać zależność
|
Okresy półtrwania znanych alfa nuklidów promieniotwórczych wahają się od 0,298 μs dla 212 Po do > 10 15 lat dla 144 Nd, 174 Hf... Energia cząstek alfa emitowanych przez ciężkie jądra ze stanów podstawowych wynosi 4 - 9 MeV, rzadko jądra ziemi 2 - 4,5 MeV.
Ważną właściwością rozpadu alfa jest to, że przy niewielkiej zmianie energii cząstek alfa okresy półtrwania zmieniają się o wiele rzędów wielkości. Zatem dla 232 Th Q α = 4,08 MeV, T 1/2 = 1,41·10 10 lat, a dla 218 Th Q α = 9,85 MeV, T 1/2 = 10 μs. Dwukrotna zmiana energii odpowiada zmianie okresu półtrwania o 24 rzędy wielkości.
Dla parzystych izotopów jednego pierwiastka zależność okresu półtrwania od energii rozpadu alfa dobrze opisuje empiryczne prawo Geigera-Nettola
gdzie T 1/2 w sekundach, Q α w MeV. Na ryc. Na rys. 1 przedstawiono doświadczalne wartości okresów półtrwania dla 119 alfa-promieniotwórczych parzystych jąder (Z od 74 do 106) i ich opis za pomocą zależności (6).
|
Dla jąder nieparzystych, parzystych, parzystych i nieparzystych ogólny trend pozostaje, ale ich okresy półtrwania są 2 - 1000 razy dłuższe niż dla jąder parzystych - parzystych przy danych Z i Q α.
Główne cechy rozpadu alfa, w szczególności silną zależność prawdopodobieństwa rozpadu alfa od energii, wyjaśnili w 1928 r. G. Gamow i niezależnie od niego R. Gurney i E. Condon. Pokazali, że prawdopodobieństwo rozpadu alfa zależy głównie od prawdopodobieństwa przejścia cząstki alfa przez barierę potencjału.
Rozważmy prosty model rozpadu alfa. Zakłada się, że cząstka alfa porusza się w obszarze kulistym o promieniu R, gdzie R jest promieniem jądra. Te. w tym modelu zakłada się, że cząstka alfa stale istnieje w jądrze.
Prawdopodobieństwo rozpadu alfa jest równe iloczynowi prawdopodobieństwa znalezienia cząstki alfa na granicy jądra f i prawdopodobieństwa jej przejścia przez barierę potencjału D (przezroczystość bariery)
Możemy zatem utożsamić f z liczbą zderzeń w jednostce czasu, jakich doświadcza cząstka alfa na wewnętrznych granicach bariery
 |
gdzie v, Ta, a - prędkość wewnątrz jądra, energia kinetyczna i masa zredukowana cząstki alfa, V 0 - potencjał jądrowy. Podstawiając V 0 = 35 MeV, Ta = 5 MeV do wyrażenia (8) otrzymujemy dla jąder z A 200, f 10 21 s -1.
Rysunek 2 pokazuje zależność energii potencjalnej pomiędzy cząstką alfa i jądrem resztkowym od odległości pomiędzy ich środkami. Potencjał Coulomba zostaje odcięty w odległości R, która jest w przybliżeniu równa promieniowi pozostałego jądra. Wysokość bariery Coulomba B k jest określona przez zależność
 MeV |
Tutaj Z i z są ładunkami (w jednostkach ładunku elektronu e) odpowiednio pozostałego jądra i cząstki alfa. Na przykład dla 238 U B k 30 MeV.
Można wyróżnić trzy obszary.
|
|
(Działanie bariery Coulomba jest podobne w przypadku reakcji jądrowej, kiedy cząstka alfa leci do jądra. Jeśli jej energia jest mniejsza niż wysokość bariery Coulomba, najprawdopodobniej zostanie rozproszona przez pole Coulomba jądra bez wniknięcia do niego i wywołania reakcji jądrowej. Prawdopodobieństwo wystąpienia takich reakcji podbarierowych jest bardzo małe.)
Jądra większości atomów są formacjami dość stabilnymi.
Jednakże jądra atomów substancji promieniotwórczych w procesie rozpadu promieniotwórczego samoistnie przekształcają się w jądra atomów innych substancji. Więc w 1903 Odkrycie Rutherforda ten rad umieszczony w naczyniu po pewnym czasie się zamieniłradon. W naczyniu pojawił się dodatkowy hel.Rozpad alfa
Podczas rozpadu alfa emitowana jest cząstka alfa (jądro
atom helu). Z substancji o liczbie protonów Z i neutronów N w jądrze atomowym zamienia się w substancję o liczbie protonów Z-2 i liczbie neutronów N-2, masie atomowej A-4. Oznacza to, że powstały pierwiastek jest przesunięty o dwie komórki do tyłu w układzie okresowym.
Rozpad alfa jest proces wewnątrzjądrowy. W ramach ciężkiego jądra, w wyniku złożonej kombinacji sił jądrowych i elektrostatycznych, powstaje niezależna cząstka α, która jest wypychana przez siły Coulomba znacznie aktywniej niż inne nukleony. W pewnych warunkach może pokonać siły oddziaływania jądrowego i wylecieć z jądra.
Rozpad beta
Podczas rozpadu beta emitowany jest elektron (cząstka β). W wyniku rozpadu jednego neutronu na proton, elektron i antyneutrino skład jądra zwiększa się o jeden proton, a elektron i antyneutrino są emitowane na zewnątrz. Odpowiednio,
powstały pierwiastek zostaje przesunięty o jedną komórkę do przodu w układzie okresowym.
Przykład rozpadu β:
Rozpad gamma
Rozpad gamma to emisja kwantów gamma przez jądra w stanie wzbudzonym, w którym mają one wyższą energię w porównaniu ze stanem niewzbudzonym. Jądra mogą przejść w stan wzbudzony podczas reakcji jądrowych lub podczas radioaktywności
Występują rozpady z emisją neutronu, protonu, radioaktywnością klastra i innymi, bardzo rzadkimi rodzajami rozpadów. Jednak dominującymi rodzajami radioaktywności są rozpad alfa, beta i gamma.
Tabela rozkładu
Rodzaj radioaktywności | Zmiana ładunku jądrowego Z | Zmiana liczby masowej A | Charakter procesu |
Emisja cząstki alfa – układu dwóch połączonych ze sobą protonów i dwóch neutronów |
|||
Wzajemne przemiany w jądrze neutronu () i protonu () |
|||
β-rozpad |
|
||
Rozpad β+ |
|
||
Przechwytywanie elektroniczne (e – - lub K-capture) |
Oraz – neutrino elektronowe i antyneutrino |
||
Spontaniczne rozszczepienie | Z – (1/2)A | A– (1/2)A | Rozszczepienie jądra zwykle na dwa fragmenty o w przybliżeniu równych masach i ładunkach |
E. Rutherford odkrył dwa składniki tego promieniowania: mniej przenikliwy, tzw α- promieniowanie i bardziej przenikliwe, tzw - promieniowanie. Trzeci składnik promieniowania uranu, najbardziej przenikliwy ze wszystkich, został odkryty później, w 1900 roku, przez Paula Willarda i nazwany promieniowaniem γ przez analogię do szeregu Rutherforda. Rutherford i jego współpracownicy wykazali, że radioaktywność jest powiązana z rozpadem
om atomów (znacznie później stało się jasne, że mówimy o rozpadzie jąder atomowych), któremu towarzyszy uwolnienie z nich pewnego rodzaju promieniowania. Wniosek ten zadał miażdżący cios koncepcji niepodzielności atomów, która dominowała w fizyce i chemii.
W kolejnych badaniach Rutherforda wykazano, że promieniowanie α jest strumieniem cząstki α, które są niczym więcej niż jądrami izotop helu 4 He, A
promieniowanie β składa się z elektrony I promieniowanie γ jest strumieniem elektromagnetycznym o wysokiej częstotliwości kwanty, emitowane przez jądra atomowe podczas przejścia ze stanu wzbudzonego do stanu niższego. Rozpad β jąder.
Teorię tego zjawiska stworzył dopiero w 1933 roku Enrico Fermi, który wykorzystał hipotezę Wolfganga Pauliego o narodzinach w rozpadzie beta neutralnej cząstki o masie spoczynkowej bliskiej zeru i zwanej neutrinem.
Fermi odkrył, że rozpad β wynika z nowego rodzaju interakcji cząstek w przyrodzie - „słabego” oddziaływania i jest związany z procesami transformacji w jądrze macierzystym neutronu w proton z emisją elektronu e - i antyneutrino (β - rozpad), proton w neutron z emisją pozytonu e + i neutrina ν (β + -rozpad), a także z wychwytem elektronu atomowego przez proton i emisją neutrin ν (elektron schwytać). Czwarty rodzaj promieniotwórczości, odkryty w Rosji w 1940 r
młodzi fizycy G.N. Flerow i K.A. Pietrzaka wiąże się ze spontanicznym rozszczepieniem jądra, podczas którego niektóre dość ciężkie jądra rozpadają się na dwa fragmenty o w przybliżeniu równych masach.
