Радиоактивный распад. Распады и реакции Элементы, подверженные альфа-распаду

Альфа и бета-излучения в общем случае называются радиоактивными распадами. Это процесс, представляющий собой испускание из ядра, происходящий с огромной скоростью. В результате атом или его изотоп может превратиться из одного химического элемента в другой. Альфа и бета-распады ядер характерны для нестабильных элементов. К ним относятся все атомы с зарядовым числом больше 83 и массовым числом, превышающим 209.

Условия возникновения реакции

Распад, подобно другим радиоактивным превращениям, бывает естественным и искусственным. Последний происходит из-за попадания в ядро какой-либо посторонней частицы. Сколько альфа и бета-распада способен претерпеть атом - зависит лишь от того, как скоро будет достигнуто стабильное состояние.

При естественных обстоятельствах встречается альфа и бета-минус распады.

При искусственных условиях присутствует нейтронный, позитронный, протонный и другие, более редкие разновидности распадов и превращений ядер.

Данные названия дал занимавшийся изучением радиоактивного излучения.

Различие между стабильным и нестабильным ядром

Способность к распаду напрямую зависит от состояния атома. Так называемое "стабильное" или нерадиоактивное ядро свойственно нераспадающимся атомам. В теории наблюдение за такими элементами можно вести до бесконечности, чтобы окончательно убедиться в их стабильности. Требуется это для того, чтобы отделить такие ядра от нестабильных, которые имеют крайне долгий период полураспада.

По ошибке такой "замедленный" атом можно принять за стабильный. Однако ярким примером может стать теллур, а конкретнее, его изотоп с номером 128, имеющий в 2,2·10 24 лет. Этот случай не единичный. Лантан-138 подвержен полураспаду, срок которого составляет 10 11 лет. Этот срок в тридцать раз превышает возраст существующей вселенной.

Суть радиоактивного распада

Данный процесс происходит произвольно. Каждый распадающийся радионуклид приобретает скорость, являющуюся константой для каждого случая. Скорость распада не может измениться под влиянием внешних факторов. Неважно, будет происходить реакция под воздействием огромной гравитационной силы, при абсолютном нуле, в электрическом и магнитном поле, во время какой-либо химической реакции и прочее. Повлиять на процесс можно только прямым воздействием на внутренность атомного ядра, что практически невозможно. Реакция спонтанная и зависит лишь от атома, в котором протекает, и его внутреннего состояния.

При упоминании радиоактивных распадов часто встречается термин "радионуклид". Тем, кто не знаком с ним, следует знать, что данное слово обозначает группу атомов, которые имеют радиоактивные свойства, собственное массовое число, атомный номер и энергетический статус.

Различные радионуклиды применяются в технических, научных и прочих сферах жизнедеятельности человека. К примеру, в медицине данные элементы используются при диагностировании заболеваний, обработке лекарств, инструментов и прочих предметов. Имеется даже ряд лечебных и прогностических радиопрепаратов.

Не менее важным является и определение изотопа. Этим словом называют особую разновидность атомов. Они имеют одинаковый атомный номер, как у обычного элемента, однако отличное массовое число. Вызвано это различие количеством нейтронов, которые не влияют на заряд, как протоны и электроны, но меняют массу. К примеру, у простого водорода их имеется целых 3. Это единственный элемент, изотопам которого были присвоены названия: дейтерий, тритий (единственный радиоактивный) и протий. В остальных случаях имена даются в соответствии с атомными массами и основным элементом.

Альфа-распад

Это вид радиоактивной реакции. Характерен для естественных элементов из шестого и седьмого периода таблицы химических элементов Менделеева. В особенности для искусственных или трансурановых элементов.

Элементы, подверженные альфа-распаду

В число металлов, для которых характерен данный распад, относят торий, уран и прочие элементы шестого и седьмого периода из периодической таблицы химических элементов, считая от висмута. Также процессу подвергаются изотопы из числа тяжелых элементов.

Что происходит во время реакции?

При альфа-распаде начинается испускание из ядра частиц, состоящих из 2 протонов и пары нейтронов. Сама выделяемая частица является ядром атома гелия, с массой 4 единицы и зарядом +2.

В итоге появляется новый элемент, который расположен на две клетки левее исходного в периодической таблице. Такое расположение определяется тем, что исходный атом потерял 2 протона и вместе с этим - начальный заряд. В итоге масса возникшего изотопа на 4 массовые единицы уменьшается по сравнению с первоначальным состоянием.

Примеры

Во время такого распада из урана образуется торий. Из тория появляется радий, из него - радон, который в итоге дает полоний, и в конце - свинец. При этом в процессе возникают изотопы этих элементов, а не они сами. Так, получается уран-238, торий-234, радий-230, радон-236 и далее, вплоть до возникновения стабильного элемента. Формула такой реакции выглядит следующим образом:

Th-234 -> Ra-230 -> Rn-226 -> Po-222 -> Pb-218

Скорость выделенной альфа-частицы в момент испускания составляет от 12 до 20 тыс. км/сек. Находясь в вакууме, такая частица обогнула бы земной шар за 2 секунды, двигаясь по экватору.

Бета-распад

Отличие этой частицы от электрона - в месте появления. Распад бета возникает в ядре атома, а не электронной оболочке, окружающей его. Чаще всего встречается из всех существующих радиоактивных превращений. Его можно наблюдать практически у всех существующих в настоящее время химических элементов. Из этого следует, что у каждого элемента имеется хотя бы один подверженный распаду изотоп. В большинстве случаев в результате бета-распадапроисходит бета-минус разложение.

Протекание реакции

При данном процессе происходит выбрасывание из ядра электрона, возникшего из-за самопроизвольного превращения нейтрона в электрон и протон. При этом протоны за счет большей массы остаются в ядре, а электрон, называемый бета-минус частицей, покидает атом. И поскольку протонов стало больше на единицу, ядро самого элемента меняется в большую сторону и располагается справа от исходного в периодической таблице.

Примеры

Распад бета с калием-40 превращает его в изотоп кальция, который расположен справа. Радиоактивный кальций-47 становится скандием-47, который может превратиться в стабильный титан-47. Как выглядит такой бета-распад? Формула:

Ca-47 -> Sc-47 -> Ti-47

Скорость вылета бета-частицы составляет 0,9 от скорости света, равной 270 тыс. км/сек.

В природе бета-активных нуклидов не слишком много. Значимых из них довольно мало. Примером может послужить калий-40, которого в естественной смеси содержится лишь 119/10000. Также естественными бета-минус-активными радионуклидами из числа значимых являются продукты альфа и бета-распад урана и тория.

Распад бета имеет типичный пример: торий-234, который при альфа-распаде превращается в протактиний-234, а затем таким же образом становится ураном, но другим его изотопом под номером 234. Этот уран-234 вновь из-за альфа-распада становится торием, но уже иной его разновидностью. Затем этот торий-230 становится радием-226, который превращается в радон. И в той же последовательности, вплоть до таллия, лишь с различными бета-переходами назад. Заканчивается этот радиоактивный бета-распад возникновением стабильного свинца-206. Это превращение имеет следующую формулу:

Th-234 -> Pa-234 -> U-234 -> Th-230 -> Ra-226 -> Rn-222 -> At-218 -> Po-214 -> Bi-210 -> Pb-206

Естественными и значимыми бета-активными радионуклидами являются К-40 и элементы от таллия до урана.

Распад бета-плюс

Также существует бета-плюс превращение. Оно также называется позитронный бета-распад. В нем происходит испускание из ядра частицы под названием позитрон. Результатом становится превращение исходного элемента в стоящий слева, который имеет меньший номер.

Пример

Когда происходит электронный бета-распад, магний-23 становится стабильным изотопом натрия. Радиоактивный европий-150 становится самарием-150.

Возникшая реакция бета-распада может создать бета+ и бета- испускания. Скорость вылета частиц в обоих случаях равна 0,9 от скорости света.

Другие радиоактивные распады

Не считая таких реакций, как альфа-распад и бета-распад, формула которых широко известна, существуют и другие, более редкие и характерные для искусственных радионуклидов процессы.

Нейтронный распад . Происходит испускание нейтральной частицы 1 единицы массы. Во время него один изотоп превращается в другой с меньшим массовым числом. Примером может стать превращение лития-9 в литий-8, гелия-5 в гелий-4.

При облучении гамма-квантами стабильного изотопа йода-127 он становится изотопом с номером 126 и приобретает радиоактивность.

Протонный распад . Встречается крайне редко. Во время него происходит испускание протона, имеющего заряд +1 и 1 единицу массы. Атомный вес становится меньше на одно значение.

Любое радиоактивное превращение, в частности, радиоактивные распады, сопровождаются выделением энергии в форме гамма-излучения. Его называют гамма-квантами. В некоторых случаях наблюдается рентгеновское излучение, имеющее меньшую энергию.

Представляет собой поток гамма-квантов. Является электромагнитным излучением, более жестким, чем рентгеновское, которое применяется в медицине. В результате появляются гамма-кванты, или потоки энергии из атомного ядра. Рентгеновское излучение также является электромагнитным, но возникает из электронных оболочек атома.

Пробег альфа-частиц

Альфа-частицы с массой от 4 атомных единиц и зарядом +2 движутся прямолинейно. Из-за этого можно говорить о пробеге альфа-частиц.

Значение пробега зависит от изначальной энергии и колеблется от 3 до 7 (иногда 13) см в воздухе. В плотной среде составляет сотую долю от миллиметра. Подобное излучение не может пробить лист бумаги и человеческую кожу.

Из-за собственной массы и зарядового числа альфа-частица имеет наибольшую ионизирующую способность и разрушает все на пути. В связи с этим альфа-радионуклиды наиболее опасны для людей и животных при воздействии на организм.

Проникающая способность бета-частиц

В связи с малым массовым числом, которое в 1836 раз меньше протона, отрицательным зарядом и размером, бета-излучение оказывает слабое действие на вещество, через которое пролетает, но притом полет дольше. Также путь частицы не прямолинейный. В связи с этим говорят о проникающейся способности, которая зависит от полученной энергии.

Проникающие способности у бета-частиц, возникших во время радиоактивного распада, в воздухе достигают 2,3 м, в жидкостях подсчет ведется в сантиметрах, а в твердых телах - в долях от сантиметра. Ткани организма человека пропускают излучение на 1,2 см в глубину. Для защиты от бета-излучения может послужить простой слой воды до 10 см. Поток частиц с достаточно большой энергией распада в 10 Мэв почти весь поглощается такими слоями: воздух - 4 м; алюминий - 2,2 см; железо - 7,55 мм; свинец - 5,2 мм.

Учитывая малые размеры, частицы бета-излучения имеют малую ионизирующую способность по сравнении с альфа-частицами. Однако при попадании внутрь они намного опаснее, чем во время внешнего облучения.

Наибольшие проникающие показатели среди всех видов излучений в настоящее время имеет нейтронное и гамма. Пробег этих излучений в воздухе иногда достигает десятков и сотен метров, но с меньшими ионизирующими показателями.

Большинство изотопов гамма-квантов по энергии не превышают показателей в 1,3 МэВ. Изредка достигаются значения в 6,7 МэВ. В связи с этим для защиты от такого излучения используются слои из стали, бетона и свинца для кратности ослабления.

К примеру, чтобы десятикратно ослабить гамма-излучения кобальта, необходима свинцовая защита толщиной около 5 см, для 100-кратного ослабления потребуется 9,5 см. Бетонная защита составит 33 и 55 см, а водная - 70 и 115 см.

Ионизирующие показатели нейтронов зависят от их энергетических показателей.

При любой ситуации лучшим защитным методом от излучения станет максимальное отдаление от источника и как можно меньшее времяпрепровождение в зоне высокой радиации.

Деление ядер атомов

Под атомов подразумевается самопроизвольное, или под влиянием нейтронов, на две части, примерно равные по размерам.

Эти две части становятся радиоактивными изотопами элементов из основной части таблицы химических элементов. Начинаются от меди до лантаноидов.

Во время выделения вырывается пара лишних нейтронов и возникает избыток энергии в форме гамма-квантов, который гораздо больше, чем при радиоактивном распаде. Так, при одном акте радиоактивного распада возникает один гамма-квант, а во время акта деления появляется 8,10 гамма-квантов. Также разлетевшиеся осколки имеют большую кинетическую энергию, переходящую в тепловые показатели.

Высвободившиеся нейтроны способны спровоцировать разделение пары аналогичных ядер, если они расположены вблизи и нейтроны в них попали.

В связи с этим возникает вероятность возникновения разветвляющей, ускоряющейся цепной реакции разделения атомных ядер и создания большого количества энергии.

Когда такая цепная реакция находится под контролем, то её можно использовать в определённых целях. К примеру, для отопления или электроэнергии. Такие процессы проводятся на атомных электростанциях и реакторах.

Если потерять контроль над реакцией, то случится атомный взрыв. Подобное применяется в ядерном оружии.

В естественных условиях имеется только один элемент - уран, имеющий лишь один делящийся изотоп с номером 235. Он является оружейным.

В обыкновенном урановом атомном реакторе из урана-238 под влиянием нейтронов образуют новый изотоп под номером 239, а из него - плутоний, который является искусственным и не встречается в естественных условиях. При этом возникший плутоний-239 применяется в оружейных целях. Этот процесс деления атомных ядер является сутью всего атомного оружия и энергетики.

Такие явления, как альфа-распад и бета-распад, формула которых изучается в школе, широко распространенны в наше время. Благодаря данным реакциям, существуют атомные электростанции и многие другие производства, основанные на ядерной физике. Однако не стоит забывать про радиоактивность многих таких элементов. При работе с ними требуется специальная защита и соблюдение всех мер предосторожности. В противном случае это может привести к непоправимой катастрофе.

Вы уже знаете, что в середине XX в. возникла проблема поиска новых источников энергии. В связи с этим внимание учёных привлекли термоядерные реакции.

• Термоядерной называется реакция слияния лёгких ядер (таких как водород, гелий и др.), происходящая при температурах от десятков до сотен миллионов градусов

Создание высокой температуры необходимо для придания ядрам достаточно большой кинетической энергии - только при этом условии ядра смогут преодолеть силы электрического отталкивания и сблизиться настолько, чтобы попасть в зону действия ядерных сил. На таких малых расстояниях силы ядерного притяжения значительно превосходят силы электрического отталкивания, благодаря чему возможен синтез (т. е. слияние, объединение) ядер.

В § 58 на примере урана было показано, что при делении тяжёлых ядер может выделяться энергия. В случае с лёгкими ядрами энергия может выделяться при обратном процессе - при их синтезе. Причём реакция синтеза лёгких ядер энергетически более выгодна, чем реакция деления тяжёлых (если сравнивать выделившуюся энергию, приходящуюся на один нуклон).

Примером термоядерной реакции может служить слияние изотопов водорода (дейтерия и трития), в результате чего образуется гелий и излучается нейтрон:

Это первая термоядерная реакция, которую учёным удалось осуществить. Она была реализована в термоядерной бомбе и носила неуправляемый (взрывной) характер.

Как уже было отмечено, термоядерные реакции могут идти с выделением большого количества энергии. Но для того чтобы эту энергию можно было использовать в мирных целях, необходимо научиться проводить управляемые термоядерные реакции. Одна из основных трудностей в осуществлении таких реакций заключается в том, чтобы удержать внутри установки высокотемпературную плазму (почти полностью ионизированный газ), в которой и происходит синтез ядер. Плазма не должна соприкасаться со стенками установки, в которой она находится, иначе стенки обратятся в пар. В настоящее время для удерживания плазмы в ограниченном пространстве на соответствующем расстоянии от стенок применяются очень сильные магнитные поля.

Термоядерные реакции играют важную роль в эволюции Вселенной, в частности в преобразованиях химических веществ в ней.

Благодаря термоядерным реакциям, протекающим в недрах Солнца, выделяется энергия, дающая жизнь обитателям Земли.

Наше Солнце излучает в пространство свет и тепло уже почти 4,6 млрд лет. Естественно, что во все времена учёных интересовал вопрос о том, что является «топливом», за счёт которого на Солнце вырабатывается огромное количество энергии в течение столь длительного времени.

На этот счёт существовали разные гипотезы. Одна из них заключалась в том, что энергия на Солнце выделяется в результате химической реакции горения. Но в этом случае, как показывают расчёты, Солнце могло бы просуществовать всего несколько тысяч лет, что противоречит действительности.

Оригинальная гипотеза была выдвинута в середине XIX в. Она состояла в том, что увеличение внутренней энергии и соответствующее повышение температуры Солнца происходит за счёт уменьшения его потенциальной энергии при гравитационном сжатии. Она тоже оказалась несостоятельной, так как в этом случае срок жизни Солнца увеличивается до миллионов лет, но не до миллиардов.

Предположение о том, что выделение энергии на Солнце происходит в результате протекания на нём термоядерных реакций, было высказано в 1939 г. американским физиком Хансом Бете.

Им же был предложен так называемый водородный цикл , т. е. цепочка из трёх термоядерных реакций, приводящая к образованию гелия из водорода:

где - частица, называемая «нейтрино», что в переводе с итальянского означает «маленький нейтрон».

Чтобы получились два ядра , необходимые для третьей реакции, первые две должны произойти дважды.

Вы уже знаете, что в соответствии с формулой Е = mс 2 с уменьшением внутренней энергии тела уменьшается и его масса.

Чтобы представить, какое колоссальное количество энергии теряет Солнце в результате превращения водорода в гелий, достаточно знать, что масса Солнца ежесекундно уменьшается на несколько миллионов тонн. Но, несмотря на потери, запасов водорода на Солнце должно хватить ещё на 5-6 миллиардов лет.

Такие же реакции протекают в недрах других звёзд, масса и возраст которых сравнимы с массой и возрастом Солнца.

Вопросы

1. Какая реакция называется термоядерной? Приведите пример реакции.
2. Почему протекание термоядерных реакций возможно только при очень высоких температурах?
3. Какая реакция энергетически более выгодна (в расчёте на один нуклон): синтез лёгких ядер или деление тяжёлых?
4. В чём заключается одна из основных трудностей при осуществлении термоядерных реакций?
5. Какова роль термоядерных реакций в существовании жизни на Земле?
6. Что является источником энергии Солнца по современным представлениям?
7. На какой период должно хватить запаса водорода на Солнце по подсчётам учёных?

Это любопытно...

Элементарные частицы. Античастицы

Частицы, из которых состоят атомы различных веществ - электрон, протон и нейтрон, - назвали элементарными. Слово «элементарный» подразумевало, что эти частицы являются первичными, простейшими, далее неделимыми и неизменяемыми. Но вскоре оказалось, что эти частицы вовсе не являются неизменяемыми. Все они обладают способностью превращаться друг в друга при взаимодействии.

Поэтому в современной физике термин «элементарные частицы» обычно употребляется не в своём точном значении, а для наименования большой группы мельчайших частиц материи, не являющихся атомами или ядрами атомов (исключение составляет протон, представляющий собой ядро атома водорода и в то же время относящийся к элементарным частицам).

В настоящее время известно более 350 различных элементарных частиц. Частицы эти очень разнообразны по своим свойствам. Они могут отличаться друг от друга массой, знаком и величиной электрического заряда, временем жизни (т. е. временем с момента образования частицы и до момента её превращения в какую-либо другую частицу), проникающей способностью (т. е. способностью проходить сквозь вещество) и другими характеристиками. Например, большинство частиц являются «коротко-живущими» - они живут не более двух миллионных долей секунды, в то время как среднее время жизни нейтрона, находящегося вне атомного ядра, 15 мин.

Важнейшее открытие в области исследования элементарных частиц было сделано в 1932 г., когда американский физик Карл Дейвид Андерсон обнаружил в камере Вильсона, помещённой в магнитное поле, след неизвестной частицы. По характеру этого следа (по радиусу кривизны, направлению изгиба и пр.) учёные определили, что он оставлен частицей, которая представляет собой как бы электрон с положительным по знаку электрическим зарядом. Эту частицу назвали позитроном.

Интересно, что за год до экспериментального открытия позитрона его существование было теоретически предсказано английским физиком Полем Дираком (существование именно такой частицы следовало из выведенного им уравнения). Более того, Дирак предсказал так называемые процессы аннигиляции (исчезновения) и рождения электрон-позитронной пары. Аннигиляция заключается в том, что электрон и позитрон при встрече исчезают, превращаясь в γ-кванты (фотоны). А при столкновении γ-кванта с каким-либо массивным ядром происходит рождение электрон-позитронной пары.

Оба эти процесса впервые удалось пронаблюдать на опыте в 1933 г. На рисунке 166 показаны треки электрона и позитрона, образовавшихся в результате столкновения γ-кванта с атомом свинца при прохождении γ-лучей сквозь свинцовую пластинку. Опыт проводился в камере Вильсона, помещённой в магнитное поле. Одинаковая кривизна треков свидетельствует об одинаковой массе частиц, а искривление в разные стороны - о противоположных знаках электрического заряда.

Рис. 166. Треки электрон-позитронной пары в магнитном поле

В 1955 г. была обнаружена еще одна античастица- антипротон (существование которой тоже вытекало из теории Дирака), а несколько позже - антинейтрон. Антинейтрон, так же как и нейтрон, не имеет электрического заряда, но он, бесспорно, относится к античастицам, поскольку участвует в процессе аннигиляции и рождения пары нейтрон-антинейтрон.

Возможность получения античастиц привела учёных к идее о создании антивещества. Атомы антивещества должны быть построены таким образом: в центре атома - отрицательно заряженное ядро, состоящее из антипротонов и антинейтронов, а вокруг ядра обращаются позитроны. В целом атом нейтрален. Эта идея тоже получила блестящее экспериментальное подтверждение. В 1969 г. на ускорителе протонов в г. Серпухове советские физики получили ядра атомов антигелия.

В настоящее время экспериментально обнаружены античастицы почти всех известных элементарных частиц.

Итоги главы. Самое главное

Ниже даны физические понятия и явления. Последовательность изложения определений и формулировок не соответствует последовательности понятий и т. п.

Перенесите в тетрадь названия понятий и в квадратные скобки впишите порядковый номер определения (формулировки), соответствующего данному понятию.

• Радиоактивность ;
• ядерная (планетарная) модель строения атома ;
• атомное ядро ;
• радиоактивные превращения атомных ядер ;
• экспериментальные методы изучения частиц в атомной и ядерной физике ;
• ядерные силы ;
• энергия связи ядра ;
• дефект масс атомного ядра ;
• цепная реакция ;
• ядерный реактор ;
• экологические и социальные проблемы, возникающие при использовании АЭС ;
• поглощённая доза излучения .

1. Регистрация частиц с помощью счётчика Гейгера, изучение и фотографирование треков частиц (в том числе участвовавших в ядерных реакциях) в камере Вильсона и пузырьковой камере.
2. Силы притяжения, действующие между нуклонами в ядрах атомов и значительно превосходящие силы электростатического отталкивания между протонами.
3. Минимальная энергия, необходимая для расщепления ядра на отдельные нуклоны.
4. Самопроизвольное излучение атомами некоторых элементов радиоактивных лучей.
5. Устройство, предназначенное для осуществления управляемой ядерной реакции.
6. Состоит из нуклонов (т. е. из протонов и нейтронов).
7. Радиоактивные отходы, возможность аварий, содействие распространению ядерного оружия.
8. Атом состоит из расположенного в его центре положительно заряженного ядра, вокруг которого на расстоянии, значительно превышающем размер ядра, обращаются электроны.
9. Превращение одного химического элемента в другой при α- или β-распаде, в результате которого ядро исходного атома претерпевает изменения.
10. Разность между суммой масс нуклонов, образующих ядро, и массой этого ядра.
11. Самоподдерживающаяся реакция деления тяжёлых ядер, в которой непрерывно воспроизводятся нейтроны, делящие всё новые и новые ядра.
12. Энергия ионизирующего излучения, поглощённая излучаемым веществом (в частности, тканями организма) и рассчитанная на единицу массы.

Проверь себя

Альфа-распад характерен для естественных радиоактивных элементов с большим порядковым номером (т.е. с малыми энергиями связи). Известно в основном порядковый номер их более 82. Альфа-распад сопровождается испусканием из ядра неустойчивого элемента альфа-частицы, которая представляет собой ядро атома гелия Не (в его составе 2 протона и 2 нейтрона). Заряд ядра уменьшается на 2, массовое число – на 4.

Бета-распад. Ряд естественных и искусственных радиоактивных изотопов претерпевают распад с испусканием электронов или позитронов:

а) Электронный бета-распад. характерен как для естественных, так и для искусственных радионуклидов, которые имеют излишек нейтронов. При этом один из нейтронов превращается в протон, а ядро испускает электрон и антинейтрино. Заряд ядра и соответственно атомный номер элемента при этом увеличивается на единицу, а массовое число остается без изменения.

б)Позитронный бета-распад. Наблюдается у некоторых искусственных радиоактивных изотопов, у которых в ядре имеется излишек протонов. При позитронном бета-распаде один из протонов превращается в нейтрон, заряд ядра и соответственно атомный номер уменьшается на единицу, а массовое число остается без изменений. Ядро испускает позитрон и нейтрино.

Позитрон, вылетев из ядра, срывает с оболочки атома «лишний» электрон или взаимодействует со свободным электроном, образуя пару «позитрон-электрон», которая мгновенно превращается в два гамма-кванта с энергией, эквивалентной массе частиц (е и е). Процесс превращения пары «позитрон-электрон» в два гамма-кванта получил название аннигиляции (уничтожения), а возникающее электромагнитное излучение – аннигиляционного. В данном случае происходит превращение одной формы материи (частиц вещества) в другую – гамма-фотоны;

Ядерная реакция синтеза - процесс слияния двух атомных ядер с образованием нового, более тяжелого ядра.

Кроме нового ядра, в ходе реакции синтеза, как правило, образуются также различные элементарные частицы и (или) кванты электромагнитного излучения.

Ядерная реакция деления - процесс расщепления атомного ядра на два (реже три) ядра с близкими массами, называемых осколками деления. В результате деления могут возникать и другие продукты реакции: лёгкие ядра (в основном, альфа-частицы), нейтроны и гамма-кванты. Деление бывает спонтанным (самопроизвольным) и вынужденным (в результате взаимодействия с другими частицами, прежде всего, с нейтронами). Деление тяжёлых ядер - экзоэнергетический процесс, в результате которого высвобождается большое количество энергии в виде кинетической энергии продуктов реакции, а также излучения.

Деление ядер служит источником энергии в ядерных реакторах и ядерном оружии.

7.1. Феноменологическое рассмотрение. Альфа-распадом называется самопроизвольный процесс превращения ядра (А , Z ) в ядро (A – 4, Z – 2) с испусканием ядра гелия-4 (α -частицы ):

Согласно условию (5.1), такой процесс возможен, если энергия α-распада

Выражая энергию покоя ядра через сумму энергий покоя нуклонов и энергию связи ядра, перепишем неравенство (7.1) в следующем виде:

Результат (7.2), в который входят лишь энергии связи ядер, обусловлен тем, что при α-распаде сохраняется не только общее число нуклонов, но и число протонов и нейтронов в отдельности.

Рассмотрим, как меняется энергия α-распада Е α при изменении массового числа A . Используя формулу Вайцзеккера для ядер, лежащих на теоретической линии стабильности, можно получить зависимость, представленную на рис. 7.1. Видно, что в рамках капельной модели α-распад должен наблюдаться для ядер с A > 155, причем энергия распада будет монотонно увеличиваться с ростом A .

На том же рисунке изображена реальная зависимость Е α от A , построенная с использованием экспериментальных данных об энергиях связи. Сравнивая две кривые, можно видеть, что капельная модель передает лишь общую тенденцию изменения Е α . В действительности самым легким радионуклидом, испускающим α-частицы, является 144 Nd, т.е. реальная область α-радиоактивности несколько шире, чем предсказывает полуэмпирическая формула. Кроме того, зависимость энергии распада от A не монотонна, а имеет максимумы и минимумы. Наиболее ярко выраженные максимумы приходятся на области A = 140-150 (редкоземельные элементы) и A = 210-220. Появление максимумов связано с заполнением нейтронной и протонной оболочек дочернего ядра до магического числа: N = 82 и Z = 82. Как известно, заполненным оболочкам соответствуют аномально высокие энергии связи. Тогда, согласно модели нуклонных оболочек, энергия α-распада ядер с N или Z , равным 84 = 82 + 2, будет также аномально высока. Благодаря оболочечному эффекту область α-радиоактивности начинается с Nd (N = 84), а у подавляющего большинства α-активных ядер Z 84.

Увеличение числа протонов в ядре (при постоянном A ) способствует α-распаду, т.к. увеличивает относительную роль кулоновского отталкивания, дестабилизирующего ядро. Поэтому энергия α-распада в ряду изобаров будет увеличиваться с ростом числа протонов. Увеличение числа нейтронов действует противоположным образом.

Для ядер, перегруженных протонами, конкурирующими процессами могут стать β + -распад или электронный захват, т.е. процессы, приводящие к уменьшению Z . Для ядер с избытком нейтронов конкурирующим процессом является β – -распад. Начиная с массового числа A = 232, к перечисленным типам распада добавляется спонтанное деление. Конкурирующие процессы могут идти настолько быстро, что наблюдать α-распад на их фоне не всегда удается.

Рассмотрим теперь, как распределяется энергия распада между фрагментами, т.е. α-частицей и дочерним ядром, или ядром отдачи . Очевидно, что

, (7.3)

где Т α – кинетическая энергия α-частицы, Т я.о. – кинетическая энергия дочернего ядра (энергия отдачи). Согласно закону сохранения импульса (который в состоянии до распада равен нулю), образовавшиеся частицы получают импульсы, равные по абсолютной величине и противоположные по знаку:

Воспользуемся далее рис. 7.1, из которого следует, что энергия α-распада (а значит, и кинетическая энергия каждой из частиц) не превышает 10 МэВ. Энергия покоя α-частицы – около 4 ГэВ, т.е. в сотни раз больше. Еще больше энергия покоя дочернего ядра. В этом случае для установления связи кинетической энергии с импульсом можно использовать соотношение классической механики

При подстановке (7.5) в (7.3) получаем

. (7.6)

Из (7.6) следует, что основную часть энергии распада уносит наиболее легкий фрагмент – α-частица. Так, при A = 200 на дочернее ядро отдачи приходится всего лишь 2 % от Е α .

Однозначное распределение энергии распада между двумя фрагментами приводит к тому, что каждый радионуклид испускает альфа-частицы строго определенных энергий, или, иными словами, α-спектры являются дискретными . Благодаря этому по энергии α-частиц можно идентифицировать радионуклид: линии спектра служат своеобразными «отпечатками пальцев». При этом, как показывает эксперимент, в α-спектрах очень часто присутствует не одна, а несколько линий различной интенсивности с близкой энергией. В таких случаях говорят о тонкой структуре α-спектра (рис. 7.2).

Чтобы понять происхождение эффекта тонкой структуры, вспомним, что энергия α-распада есть не что иное, как разность между уровнями энергии материнского и дочернего ядра. Если бы переход совершался лишь из основного состояния материнского ядра в основное состояние дочернего, α-спектры всех радионуклидов содержали бы только по одной линии. Между тем оказывается, что переходы из основного состояния материнского ядра могут происходить и в возбужденные состояния.

Периоды полураспада α-излучателей изменяются в широких пределах: от 10 – 7 секунды до 10 17 лет. Напротив, энергия испускаемых α-частиц лежит в узком диапазоне: 1-10 МэВ. Связь между постоянной распада λ и энергией α-частиц Т α дается законом Гейгера –Неттола , одна из форм записи которого:

, (7.7)

где С 1 и С 2 – константы, мало изменяющиеся при переходе от ядра к ядру. При этом увеличению энергии α-частиц на 1 МэВ соответствует уменьшение периода полураспада на несколько порядков величины.

7.2. Прохождение α-частиц через потенциальный барьер. До появления квантовой механики не было дано теоретического объяснения столь резкой зависимости λ от Т α . Более того, загадочной казалась сама возможность вылета из ядра α-частиц с энергиями, значительно уступающими высоте потенциальных барьеров, которые, как было доказано, окружают ядра. Например, опыты по рассеянию α-частиц 212 Ро с энергией 8,78 МэВ на уране показывали, что вблизи ядра урана не наблюдается отклонений от закона Кулона; тем не менее уран испускает α-частицы с энергией всего лишь 4,2 МэВ. Каким же образом эти α-частицы проникают через барьер, высота которого, как минимум, 8,78 МэВ, а в действительности еще больше?..

На рис. 7.3 изображена зависимость потенциальной энергии U положительно заряженной частицы от расстояния до ядра. В области r > R между частицей и ядром действуют только силы электростатического отталкивания, в области r < R преобладают более интенсивные ядерные силы притяжения, препятствующие вылету частицы из ядра. Результирующая кривая U (r ) имеет острый максимум в области r ~ R , получивший название кулоновского потенциального барьера . Высота барьера

, (7.8)

где Z 1 и Z 2 – заряды вылетающей частицы и дочернего ядра, R – радиус ядра, который в случае α-распада принимают равным 1,57·A 1/3 фм. Нетрудно подсчитать, что для 238 U высота кулоновского барьера составит ~ 27 МэВ.

Вылет из ядра α-частиц (и других положительно заряженных нуклонных образований) объясняется квантовомеханическим эффектом тунелирования , т.е. возможностью частицы двигаться в классически запрещенной для нее области между точками поворота, где Т < U .

Для того чтобы найти вероятность прохождения положительно заряженной частицы через кулоновский потенциальный барьер, рассмотрим вначале прямоугольный барьер ширины a и высоты V , на который падает частица с энергией E (рис. 7.4). За пределами барьера в областях 1 и 3 уравнение Шредингера выглядит как

,

а во внутренней области 2 как

.

Решением его являются плоские волны

.

Амплитуда А 1 соответствует волне, падающей на барьер, В 1 – волне, отраженной от барьера, А 3 – волне, прошедшей сквозь барьер (так как прошедшая волна уже более не отражается, амплитуда В 3 = 0). Поскольку Е < V ,

величина q – чисто мнимая, и волновая функция под барьером

.

Второе слагаемое в формуле (7.9) отвечает экспоненциально растущей волновой функции, а значит, и растущей с увеличением х вероятности обнаружить частицу под барьером. В связи с этим величина В 2 не может быть большой по сравнению с А 2 . Тогда, положив В 2 просто равным нулю, имеем

. (7.10)

Коэффициент прозрачности D барьера, т.е. вероятность найти частицу, первоначально находившуюся в области 1, в области 3, есть просто отношение вероятностей обнаружить частицу в точках х = а и х = 0. Для этого достаточно знания волновой функции под барьером. В результате

. (7.11)

Представим далее потенциальный барьер произвольной формы как совокупность N прямоугольных потенциальных барьеров с высотой V (x ) и шириной Δx (рис. 7.5). Вероятность прохождения частицы через такой барьер есть произведение вероятностей пройти все барьеры друг за другом, т.е.

Тогда, рассматривая барьеры бесконечно малой ширины и переходя от суммирования к интегрированию, получаем

(7.12)

Пределы интегрирования x 1 и x 2 в формуле (7.12) соответствуют классическим точкам поворота, в которых V (x ) = E , при этом движение частицы в областях x < x 1 и x > x 2 считается свободным.

Для кулоновского потенциального барьера вычисление D согласно (7.12) можно провести точно. Это впервые было сделано Г.А. Гамовым в 1928 г., т.е. еще до открытия нейтрона (Гамов полагал, что ядро состоит из α-частиц).

Для α-частицы с кинетической энергией T в потенциале вида u /r выражение для коэффициента прозрачности барьера принимает следующий вид:

, (7.13)

причем значение ρ определяется равенством T = u /ρ . Интеграл в показателе экспоненты после подстановки ξ = r 1/2 принимает форму, удобную для интегрирования:

.

Последнее дает

Если высота кулоновского барьера значительно больше, чем энергия α-частицы, то ρ >> R . В этом случае

. (7.14)

Подставляя (7.14) в (7.13) и учитывая, что ρ = BR /T , получаем

. (7.15)

В общем же случае, когда высота кулоновского барьера сравнима с энергией испускаемой частицы, коэффициент прозрачности D дается следующей формулой:

, (7.16)

где – приведенная масса двух разлетающихся частиц (для α-частицы она очень близка к ее собственной массе). Формула (7.16) дает для 238 U значение D = 10 –39 , т.е. вероятность тунелирования α-частиц крайне мала.

Результат (7.16) был получен для случая центрального разлета частиц, т.е. такого, когда α-частица испускается ядром строго в радиальном направлении. Если же последнее не имеет места, то уносимый α-частицей момент импульса не равен нулю. Тогда при расчетах D следует учитывать поправку, связанную с наличием дополнительного центробежного барьера :

, (7.17)

где l = 1, 2, 3, и т.д.

Значение U ц (R ) называется высотой центробежного барьера. Существование центробежного барьера приводит к возрастанию интеграла в (7.12) и уменьшению коэффициента прозрачности. Однако эффект центробежного барьера не слишком велик. Во-первых, поскольку вращательная энергия системы в момент разлета U ц (R ) не может превышать энергию α-распада T , то чаще всего , и высота центробежного барьера не превышает 25% от кулоновского. Во-вторых, следует учесть, что центробежный потенциал (~1/r 2) гораздо быстрее убывает с расстоянием, чем кулоновский (~1/r ). В результате вероятность испускания α-частицы с l ≠ 0 имеет практически тот же порядок величины, что и при l = 0.

Возможные значения l определяются правилами отбора по моменту импульса и четности, которые вытекают из соответствующих законов сохранения. Так как спин α-частицы равен нулю, а ее четность положительна, то

(индексы 1 и 2 относятся к материнскому и дочернему ядру соответственно). С помощью правил (7.18) нетрудно, например, установить, что α-частицы 239 Pu (рис. 7.2) с энергией 5,157 МэВ испускаются только при центральном разлете, тогда как для α-частиц с энергией 5,144 и 5,016 МэВ l = 2.

7.3. Скорость α-распада. Вероятность α-распада как сложного события – произведение двух величин: вероятности образования α-частицы внутри ядра и вероятности покинуть ядро. Процесс образования α-частицы – чисто ядерный; его довольно сложно рассчитать точно, поскольку ему присущи все трудности ядерной задачи. Тем не менее, для простейшей оценки можно принять, что α-частицы в ядре существуют, что называется, «в готовом виде». Пусть v – скорость α-частицы внутри ядра. Тогда на его поверхности она окажется n раз в единицу времени, где n = v /2R . Положим, что по порядку величины радиус ядра R равен длине волны де Бройля α-частицы (см. приложение Б), т.е. , где . Рассматривая, таким образом, вероятность распада как произведение коэффициента прозрачности барьера и частоты соударений α-частицы с барьером, имеем

. (7.19)

Если коэффициент прозрачности барьера удовлетворяет соотношению (7.15), то после подстановки и логарифмирования (7.19) мы получим закон Гейгера-Неттола (7.7). Принимая энергию α-частиц T << В , можно приближенно определить, как зависят коэффициенты формулы (7.7) от А и Z радиоактивного ядра. Подставляя в (7.15) высоту кулоновского барьера (7.8) и учитывая, что при α-распаде Z 1 = Z α = 2 и μ ≈ M α , имеем

,

где Z 2 – заряд дочернего ядра. Тогда логарифмируя (7.19), найдем, что

,

.

Таким образом, С 1 очень слабо (логарифмически) зависит от массы ядра, а С 2 линейно зависит от его заряда.

Согласно (7.19), частота столкновений α-частицы с потенциальным барьером составляет для большинства α-радиоактивных около 5·10 20 с –1 . Следовательно, величиной, определяющей постоянную α-распада оказывается коэффициент прозрачности барьера, сильно зависящий от энергии, так как последняя входит в показатель экспоненты. С этим и связана узость диапазона, в котором могут меняться энергии α-частиц радиоактивных ядер: частицы с энергиями выше 9 МэВ вылетают практически мгновенно, тогда как при энергиях ниже 4 МэВ они живут в ядре настолько долго, что α-распад очень трудно зарегистрировать.

Как уже отмечалось, спектры α-излучения часто имеют тонкую структуру, т.е. энергия испускаемых частиц принимает не одно, а целый ряд дискретных значений. Появление в спектре частиц с меньшей энергией (короткопробежных ) соответствует образованию дочерних ядер в возбужденных состояниях. В силу закона (7.7) выход короткопробежных α-частиц всегда значительно меньше выхода частиц основной группы. Поэтому тонкая структура α-спектров связана, как правило, с переходами на вращательно возбужденные уровни несферических ядер с невысокой энергией возбуждения.

Если распад материнского ядра происходит не только из основного, но и из возбужденных состояний, наблюдают длиннопробежные α-частицы. Примером могут служить длиннопробежные α-частицы, испускаемые ядрами изотопов полония 212 Po и 214 Po. Таким образом, тонкая структура α-спектров в ряде случаев несет информацию об уровнях не только дочерних, но и материнских ядер.

Учет того обстоятельства, что α-частица не существует в ядре, но образуется из составляющих ее нуклонов (двух протонов и двух нейтронов), а также более строгое описание движения α-частицы внутри ядра требуют и более детального рассмотрения физических процессов, происходящих в ядре. В связи с этим не приходится удивляться, что α-распады ядер подразделяются на облегченные и задержанные . Облегченным называется распад, для которого достаточно хорошо выполняется формула (7.19). Если же реальный период полураспада превышает рассчитанный более чем на порядок, такой распад называют задержанным.

Облегченный α-распад наблюдается, как правило, у четно-четных ядер, а задержанный – у всех остальных. Так, переходы нечетного ядра 235 U в основное и первое возбужденное состояние 231 Th замедляются почти в тысячу раз. Если бы не данное обстоятельство, этот важный радионуклид (235 U) оказался бы настолько короткоживущим, что не сохранился бы в природе к настоящему времени.

Качественно задержанный α-распад объясняется тем, что переход в основное состояние при распаде ядра, содержащего неспаренный нуклон (с наименьшей энергией связи) может иметь место только тогда, когда этот нуклон становится частью α-частицы, т.е. когда происходит разрыв другой пары нуклонов. Такой путь образования α-частицы значительно более затруднен, чем ее построение из уже существующих пар нуклонов в четно-четных ядрах. По этой причине и может происходить задержка перехода в основное состояние. Если, с другой стороны, α-частица все же образуется из пар нуклонов, уже существующих в таком ядре, дочернее ядро должно после распада оказаться в возбужденном состоянии. Последнее рассуждение объясняет довольно высокую вероятность перехода в возбужденные состояния для нечетных ядер (рис. 7.2).

Структура и свойства частиц и атомных ядер исследуются уже около ста лет в распадах и реакциях.
Распады представляют собой спонтанное превращение любого объекта физики микромира (ядра или частицы) в несколько продуктов распада:

Как распады, так и реакции подчиняются ряду законов сохранения, среди которых должны быть упомянуты, во-первых, следующие законы:

В дальнейшем будут обсуждаться и другие законы сохранения, действующие в распадах и реакциях. Перечисленные выше законы являются важнейшими и, что особенно существенно, выполняются во всех типах взаимодействий. (Возможно, что закон сохранения барионного заряда не обладает такой универсальностью, как законы сохранения 1-4, однако пока не обнаружено его нарушения).
Процессы взаимодействий объектов микромира, отражением которых являются распады и реакции, имеют вероятностные характерстики .

Распады

Спонтанный распад любого объекта физики микромира (ядра или частицы) возможен в том случае, если масса покоя продуктов распада меньше массы первичной частицы.

Распады характеризуются вероятностями распада , либо обратной вероятности величиной среднего времени жизни τ = (1/λ). Часто используется также связанная с этими характеристиками величина периода полураспада Т 1/2 .
Примеры спонтанных распадов

; π 0 → γ + γ; π + → μ + + ν μ ;

(2.4)

n → p + e − + e ; μ + → e + + μ + ν e ;

(2.5)

В распадах (2.4) в конечном состоянии – две частицы. В распадах (2.5) – три.
Получим уравнение распада для частиц (или ядер). Убыль числа частиц (или ядер) за интервал времени пропорциональна этому интервалу, числу частиц (ядер) в данный момент времени и вероятности распада:

Интегрирование (2.6) с учетом начальных условий дает для связи числа частиц в момент времени t с числом этих же частиц в начальный момент времени t = 0:

Периодом полураспада называется время, за которое число частиц (или ядер) уменьшится вдвое:

Спонтанный распад любого объекта физики микромира (ядра или частицы) возможен в том случае, если масса продуктов распада меньше массы первичной частицы. Распады на два продукта и на три или более характеризуются разными энергетическими спектрами продуктов распада. В случае распада на две частицы спектры продуктов распада - дискретные. В случае, если частиц в конечном состоянии больше двух, спектры продуктов имеют непрерывный характер.

Разность масс первичной частицы и продуктов распада распределяется среди продуктов распада в виде их кинетических энергий.
Законы сохранения энергии и импульса для распада следует записывать в системе координат, связанной с распадающейся частицей (или ядром). Для упрощения формул удобно использовать систему единиц = c = 1, в которой энергия, масса и импульс имеют одну и ту же размерность (МэВ). Законы сохранения для данного распада:

Отсюда получаем для кинетических энергий продуктов распада

Таким образом, в случае двух частиц в конечном состоянии кинетические энергии продуктов определены однозначно. Этот результат не зависит от того, релятивистские или нерелятивистские скорости имеют продукты распада. Для релятивистского случая формулы для кинетических энергий выглядят несколько сложнее, чем (2.10), но решение уравнений для энергии и импульса двух частиц опять-таки является единственным. Это означает, что в случае распада на две частицы спектры продуктов распада - дискретные.
Если в конечном состоянии возникает три (или более) продуктов, решение уравнений для законов сохранения энергии и импульса не приводит к однозначному результату. В случае, если частиц в конечном состоянии больше двух, спектры продуктов имеют непрерывный характер. (В дальнейшем на примере -распадов эта ситуация будет рассмотрена детально.)
В расчетах кинетических энергий продуктов распада ядер удобно воспользоваться тем фактом, что число нуклонов А сохраняется. (Это проявление закона сохранения барионного заряда , поскольку барионные заряды всех нуклонов равны 1).
Применим полученные формулы (2.11) к -распаду 226 Ra (первый распад в (2.4)).

Разность масс радия и продуктов его распада
ΔM = M(226 Ra) - M(222 Rn) - M(4 He) = Δ(226 Ra) - Δ(222 Rn) - Δ(4 He) = (23.662 - 16.367 - 2.424) МэВ = 4.87 МэВ. (Здесь были использованы таблицы избытков масс нейтральных атомов и соотношение M = A + для масс и т.н. избытков масс Δ)
Кинетические энергии ядер гелия и радона, возникших в результате альфа-распада, равны:

,
.

Суммарная кинетическая энергия, выделившаяся в результате альфа-распада, меньше 5 МэВ и составляет около 0.5% от массы покоя нуклона. Соотношение выделившейся в результате распада кинетической энергии и энергий покоя частиц или ядер - критерий допустимости применения нерелятивистского приближения . В случае альфа-распадов ядер малость кинетических энергий по сравнению с энергиями покоя позволяет ограничиться нерелятивистским приближением в формулах (2.9-2.11).

Распад π + мезона происходит на две частицы: π + μ + + ν μ . Масса π + мезона равна 139.6 МэВ, масса мюона μ равна 105.7 МэВ. Точное значение массы мюонного нейтрино ν μ пока неизвестно, но установлено, что она не превышает 0.15 МэВ. В приближенном расчете можно положить ее равной 0, поскольку она на несколько порядков ниже разности масс пиона и мюона. Так как разность масс π + мезона и продуктов его распада равна 33.8 МэВ, для нейтрино необходимо использовать релятивистские формулы связи энергии и импульса. В дальнейшем расчете малой массой нейтрино можно пренебречь и считать нейтрино ультрарелятивистской частицей. Законы сохранения энергии и импульса в распаде π + мезона:

m π = m μ + T μ + E ν
|p ν | = | p μ |

E ν = p ν

Примером двухчастичного распада является также излучение -кванта при переходе возбужденного ядра на низший энергетический уровень.
Во всех двухчастичных распадах, проанализированных выше, продукты распада имеют «точное» значение энергии, т.е. дискретный спектр. Однако более глубокое рассмотрение этой проблемы показывает, что спектр даже продуктов двухчастичных распадов не является -функцией энергии.

.

Спектр продуктов распада имеет конечную ширину Г, которая тем больше, чем меньше время жизни распадающегося ядра или частицы.

(Это соотношение является одной из формулировок соотношения неопределенностей для энергии и времени).
Примерами трехчастичных распадов являются -распады.
Нейтрон испытывает -распад, превращаясь в протон и два лептона - электрон и антинейтрино: np + e - + e .
Бета-распады испытывают и сами лептоны, например, мюон (среднее время жизни мюона
τ = 2.2 ·10 –6 сек):

.

Законы сохранения для распада мюона при максимальном импульсе электрона:
Для максимальной кинетической энергии электрона распада мюона получим уравнение

Кинетическая энергия электрона в этом случае на два порядка выше, чем его массы покоя (0.511 МэВ). Импульс релятивистского электрона практически совпадает с его кинетической энергией, действительно

p = (T 2 + 2mT) 1/2 = }