Радиоактивное излучение и его виды. Закон радиоактивного распада. Правила смещения.

Под радиоактивным распадом, или просто распадом, понимают естественное радиоактивное превращение ядер, происходящее самопроизвольно. Атомное ядро, испытывающее радиоактивный распад, называется материнским, возникающее ядро — дочерним.

Теория радиоактивного распада строится на предположении о том, что радиоактивный распад является спонтанным процессом, подчиняющимся законам статистики.

Так как отдельные радиоактивные ядра распадаются независимо друг от друга, т.е. можно считать, что число ядер dN, распавшихся в среднем за интервал времени от t до t+dt, пропорционально промежутку времени dt и числу N нераспавшихся ядер к моменту времени t

dN = -λN dt, (36.5)

где λ — постоянная для данного радиоактивного вещества величина, называемая постоянной радиоактивного распада; знак минус указывает, что общее число радиоактивных ядер в процессе распада уменьшается.

Разделив переменные и интегрируя: получим

N = N ₀ е ^–λt, (36.6)

где N ₀—начальное число нераспавшихся ядер (в момент времени t= 0), N —число нераспавшихся ядер в момент времени t. Формула выражает закон радиоактивного распада, согласно которому число нераспавшихся ядер убывает со временем по экспоненциальному закону.

Интенсивность процесса радиоактивного распада характеризуют две величины: период полураспада Т _1/2 и среднее время жизни τ радиоактивного ядра.

Период полураспада Т _1/2— время, за которое исходное число радиоактивных ядер в среднем уменьшается вдвое. Тогда

= N ₀ , (36.7)

откуда

Т _1/2 = = . (36.8)

Периоды полураспада для естественно-радиоактивных элементов колеблются от десятимиллионных долей секунды до многих миллиардов лет.

Суммарная продолжительность жизни dN ядер равна t|dN| = λNtdt. Проинтегрировав это выражение по всем возможным t (т. е. от 0 до ∞) и разделив на начальное число ядер N ₀, получим среднее время жизни τ радиоактивного ядра:

τ = . (36.9)

Таким образом, среднее время жизни радиоактивного ядра есть величина, обратная постоянной радиоактивного распада.

Радиоактивный распад происходит в соответствии с так называемыми правилами смещения, позволяющими установить, какое ядро возникает в результате распада данного материнского ядра. Правила смещения:

→ + для a распада, (36.10)

→ + для распада β, (36.11)

где — материнское ядро, Y — символ дочернего ядра, — ядро гелия, е —символическое обозначение электрона (заряд его равен —1, а массовое число — нулю). Правила смещения являются ничем иным, как следствием двух законов, выполняющихся при радиоактивных распадах, — сохранения электрического заряда и сохранения массового числа: сумма зарядов (массовых чисел) возникающих ядер и частиц равна заряду (массовому числу) исходного ядра.

Возникающие в результате радиоактивного распада ядра могут быть, в свою очередь радиоактивными. Это приводит к возникновению цепочки или ряда радиоактивных превращении, заканчивающихся стабильным элементом. Совокупность элементов, образующих такую цепочку, называется радиоактивным семейством.

Методы регистрации радиоактивного излучения: практически все методы наблюдения и регистрации радиоактивных излучений и частиц на их способности производить ионизацию и возбуждение атомов среды. Сцинтилляционный счетчик, черенковский счетчик, импульсная ионизационная камера, газоразрядный счетчик, полупроводниковый счетчик, камера Вильсона, диффузионная камера, пузырьковая камера, ядерные фотоэмульсии, искровые камеры, трековые детекторы.

Действие радиоактивных лучей на организмы. Излучение радиоактивных веществ оказывает сильное воздействие на все живые организмы. Даже сравнительно слабое излучение, которое при полном поглощении повышает температуру тела лишь на 0,001°С, нарушает жизнедеятельность клеток. Наиболее чувствительны к излучениям ядра клеток, особенно клеток, которые быстро делятся. Поэтому в первую очередь излучения поражают костный мозг, из-за чего нарушается процесс образования крови. Далее наступает поражение клеток пищеварительного тракта и других органов. Сильное влияние оказывает облучение на наследственность, которое является неблагоприятным. Облучение живых организмов может оказывать и определенную пользу. Быстро размножающиеся клетки в злокачественных опухолях более чувствительны к облучению, чем нормальные. На этом основано подавление раковой опухоли радиоактивными препараторами.

56. Закономерности альфа – распада.

В настоящее время известно более двухсот a -активных ядер, главным образом тяжелых (А> 200, Z >82). Только небольшая группа a -активных ядер приходится на область с А = 140 ¸160 (редкие земли). a -Распад подчиняется правилу смещения (256.4). Примером a -распада служит распад изотопа урана ²³⁸U с образованием Th:

Скорости вылетающих при распаде a -частиц очень велики и колеблются для разных ядер в пределах от 1,4×10⁷ до 2×10⁷ м/с, что соответствует энергиям от 4 до 8,8 МэВ. Согласно современным представлениям, a -частицы образуются в момент радиоактив­ного распада при встрече движущихся внутри ядра двух протонов и двух нейтронов.

a -Частицы, испускаемые конкретным ядром, обладают, как правило, определенной энергией. Более тонкие измерения, однако, показали, что энергетический спектр a -частиц, испускаемых данным радиоактивным элементом, обнаруживает «тонкую структуру», т. е. испускается несколько групп a -частиц, причем в пределах каждой группы их энергии практически постоянны. Дискретный спектр a -частиц свидетельству­ет о том, что атомные ядра обладают дискретными энергетическими уровнями.

Для a -распада характерна сильная зависимость между периодом полураспада T _1/2 и энергией Е вылетающих частиц. Эта взаимосвязь определяется эмпирическим законом Гейгера - Нэттола (1912)*, который обычно выражают в виде зависимости между пробегом R_a (расстоянием, проходимым частицей в веществе до ее полной остановки) a -частиц в воздухе и постоянной радиоактивного распада l:

(257.1)

где А и В— эмпирические константы, l = (ln 2)/ T _1/2. Согласно (257.1), чем меньше период полураспада радиоактивного элемента, тем больше пробег, а следовательно, и энергия испускаемых им a -частиц. Пробег a -частиц в воздухе (при нормальных условиях) составляет несколько сантиметров, в более плотных средах он гораздо меньше, составляя сотые доли миллиметра (a -частицы можно задержать обычным листом бумаги).

* Д. Нэттол (1890—1958) — английский физик; X. Гейгер (1882—1945) — немецкий физик.

 

Опыты Резерфорда по рассеянию a -частиц на ядрах урана показали, что a -частицы вплоть до энергии 8,8 МэВ испытывают на ядрах резерфордовское рассеяние, т. е. силы, действующие на a -частицы со стороны ядер, описываются законом Кулона. Подобный характер рассеяния a -частиц указывает на то, что они еще не вступают в область действия ядерных сил, т. е. можно сделать вывод, что ядро окружено потенциальным барьером, высота которого не меньше 8,8 МэВ. С другой стороны, a -частицы, испускаемые ураном, имеют энергию 4,2 МэВ. Следовательно, a -частицы вылетают из a -радиоактивного ядра с энергией, заметно меньшей высоты потенциаль­ного барьера. Классическая механика этот результат объяснить не могла.

Объяснение a -распада дано квантовой механикой, согласно которой вылет a -части­цы из ядра возможен благодаря туннельному эффекту — проникновению a -частицы сквозь потенциальный барьер. Всегда имеется отличная от нуля вероятность того, что частица с энергией, меньшей высоты потенциального барьера, пройдет сквозь вето, т. е., действительно, из a -радиоактивного ядра a -частицы могут вылетать с энер­гией, меньшей высоты потенциального барьера. Этот эффект целиком обусловлен волновой природой a -частиц.

Вероятность прохождения a -частицы сквозь потенциальный барьер определяется его формой и вычисляется на основе уравнения Шредингера. В простейшем случае потенциального барьера с прямоугольными вертикальными стенками (см. рис. 298, а)коэффициент прозрачности, определяющий вероятность прохождения сквозь него, определяется рассмотренной ранее формулой (221.7):

Анализируя это выражение, видим, что коэффициент прозрачности D тем больше (следовательно, тем меньше период полураспада), чем меньший по высоте (U) и шири­не (l) барьер находится на пути a -частицы. Кроме того, при одной и той же потенциаль­ной кривой барьер на пути частицы тем меньше, чем больше ее энергия Е. Таким образом качественно подтверждается закон Гейгера - Нэттола (см. (257.1)).

Бета - распад. Нейтрино.

Бета-распад Явление β-распада состоит в том, что ядро(A,Z) самопроизвольно испускает лептоны 1-го поколения – электрон (позитрон) и электронное нейтрино (электронное антинейтрино), переходя в ядро с тем же массовым числом А, но с атомным номером Z, на единицу большим или меньшим. При e-захвате ядро поглощает один из электронов атомной оболочки (обычно из ближайшей к нему K-оболочки), испуская нейтрино.В литературе для e-захвата часто используется термин EC (Electron Capture). Существуют три типа β-распада – β--распад, β+-распад и е-захват. β-: (A, Z) → (A, Z+1) + e- + e, β+: (A, Z) → (A, Z-1) + e+ + νe, е: (A, Z) + e- → (A, Z-1) + νe. (3.1) Главной особенностью β-распада является то, что он обусловлен слабым взаимодействием. Бета-распад - процесс не внутриядерный, а внутринуклонный. В ядре распадается одиночный нуклон. Происходящие при этом внутри ядра превращения нуклонов и энергетические условия β - распада имеют вид (массу нейтрино полагаем нулевой): β- (n → p + e- + e), M(A, Z) > M(A, Z+1) + me, β+ (p → n + e+ + νe), M(A, Z) > M(A, Z-1) + me, e-захват (p + e- → n + νe), M(A, Z) + me > M(A, Z-1). (3.2) β-распад, также как и α-распад, происходит между дискретными состояниями начального (A,Z) и конечного (A,Z±1) ядер. Поэтому долгое время после открытия явления β-распада было непонятно, почему спектры электронов и позитронов, вылетающих из ядра при β-распаде были непрерывными, а не дискретными, как спектры α-частиц. На рис. 3.1 показаны спектры электронов и антинейтрино, образующихся при β--распаде изотопа40K. Рис. 3.1. Спектры электронов и антинейтрино, образующихся при β--распаде изотопа 40K, 40K → 40Ca + e- + e. Считалось даже, что в β-распаде не выполняется закон сохранения энергии. Объяснение непрерывного характера β-спектра было дано В. Паули, который высказал гипотезу, что при β-распаде вместе с электроном рождается ещё одна частица с маленькой массой, т.е. β-распад − трехчастичный процесс. В конечном состоянии образуется ядро (A,Z±1), электрон и лёгкая нейтральная частица – нейтрино (антинейтрино). Т.к. масса ядра (A,Z±1) гораздо больше масс электрона и нейтрино, энергия β-распада уносится лёгкими частицами. Распределение энергии β-распада Qβ между электроном и этой нейтральной частицей приводит к непрерывному β-спектру электрона. Из закона сохранения энергии следует, что спектр антинейтрино зеркально симметричен спектру электронов. Nν(E) = Ne(Qβ – E), где Nν(E) − число антинейтрино с энергией Е, Ne(Qβ – E) − число электронов с энергией (Qβ – E), Qβ− энергия β-распада, равная суммарной энергии, уносимой электроном и антинейтрино (энергия ядра отдачи 40Ca не учитывается). Наряду с законами сохранения энергии, импульса, момента количества движения в процессе β-распада выполняются законы сохранения барионного B и электронного лептонного Le квантовых чисел. Электроны, нейтрино имеют B = 0, Le = +1. Позитроны, антинейтрино имеют B = 0, Le = −1. Каждый нуклон, входящий в состав ядра, имеет B = +1, Le = 0. Поэтому появление электрона при β--распаде всегда сопровождается образованием антинейтрино. При β+-распаде образуются позитрон и нейтрино. При е-захвате из ядра вылетают нейтрино. Так как е-захват – двухчастичный процесс, спектры нейтрино и ядра отдачи являются дискретными. Наблюдение дискретного спектра ядер отдачи, образующихся при е-захвате, было первым подтверждением правильности гипотезы Паули. β-радиоактивные ядра имеются во всей области значений массового числа A, начиная от единицы (свободный нейтрон) и кончая массовыми числами самых тяжелых ядер. За счет того, что интенсивность слабых взаимодействий, ответственных за β-распад, на много порядков меньше ядерных, периоды полураспада β-радиоактивных ядер в среднем имеют порядок минут и часов. Для того чтобы выполнялись законы сохранения энергии и углового момента при распаде нуклона внутри ядра, оно должно перестраиваться. Поэтому период, а также другие характеристики β-распада в сильной степени зависят от того, насколько сложна эта перестройка. В результате периоды β-распада варьируются почти в столь же широких пределах, как и периоды α-распада. Они лежат в интервале T1/2(β) = 10-6 с – 1017 лет.

 

Спектр электронов, образующихся при β-распаде в отличие от дискретного спектра α-частиц имеет непрерывный характер, т.е. их ядра вылетают электроны различных энергий вплоть до энергии β-распада. Непрерывный спектр электронов некоторыми физиками интерпретировался как невыполнение закона сохранения энергии в β-распаде. Впервые гипотеза о ещё одной частице, которая образуется при β-распаде высказал В. Паули в 1930 г. в письме участникам физической конференции в г. Тюбингене. «Дорогие радиоактивные дамы и господа. Имея в виду… непрерывный β-спектр, я предпринял отчаянную попытку спасти обменную статистику и закон сохранения энергии. Именно имеется возможность того, что в ядрах существуют электрически нейтральные частицы, которые я буду называть «нейтронами» и которые обладают спином 1/2. Масса «нейтрона» по порядку величины должна быть сравнимой с массой электрона и во всяком случае не более 0.01 массы протона. Непрерывный β-спектр тогда стал бы понятным, если предположить, что при распаде вместе с электроном испускается ещё и «нейтрон» таким образом, что сумма энергий «нейтрона» и электрона остаётся постоянной». После открытия в 1932 г. нейтрона Э.Ферми предложил называть частицу В.Паули «нейтрино». В 1933 г. на Сольвеевском конгрессе В. Паули выступил с докладом о механизме β-распада с участием нейтральной частицы со спином J = 1/2. Гипотеза Паули спасла не только закон сохранения энергии, но и законы сохранения импульса и момента. Антинейтрино было экспериментально обнаружено в 1956 г. в экспериментах Ф. Райнеса и К. Коэна.

 

На малую интенсивность слабых взаимодействий указывает большое среднее время жизни нейтрона (τ ≈ 15 мин). β-распад разрешен при выполнении соотношений (3.2). В этих соотношениях фигурируют массы исходного и конечного ядер, лишенных электронных оболочек, т.к. в масс-спектроскопических измерениях определяются не массы ядер, а массы атомов атM. Поэтому в справочных таблицах обычно приводятся массы атомов. Массы исходного и конечного атомов связаны с массами ядер соотношениями атM(A,Z) = M(A,Z) + Zme. (3.3) В (3.3) не учитываются энергии связи электронов в атомах, т.к. они находятся на границе точности самых прецизионных измерений. Подставив (3.3) в (3.2), получим условия нестабильности атома по отношению к β-распаду β-: атM(A, Z) > атM(A, Z+1), β+: атM(A, Z) > атM(A, Z-1) + 2me, e: атM(A, Z) > атM(A, Z-1). (3.4) При β+-распаде и электронном захватив ядре происходит один и тот же процесс превращения протона в нейтрон. Поэтому оба эти процесса могут идти для одного и того же ядра и часто конкурируют друг с другом. Из сравнения условий для этих двух видов распада видно, что с энергетической точки зрения электронный захват более выгоден. В частности, если начальный и конечный атомы удовлетворяют неравенствам атM(A,Z-1) + 2me > атM(A,Z) > атM(A,Z-1), (3.5) то электронный захват разрешен, а β+-распад запрещен. Такая ситуация имеет место при превращении изотопа бериллия 7Be в результате е-захвата в изотоп лития 7Li. В ядре 7Be происходит электронный захват е- + 7Be → 7Li + νe, (3.6) и запрещён позитронный распад, так как различие масс атомов в энергетической шкале составляет 0.861 МэВ, т. е. меньше, чем 2mеc2 = 1.02 МэВ. Энергия β - распада, выраженная через массы атомов, имеет вид β-: Qβ = [атM(A, Z) − атM(A, Z+1)]c2, β+: Qβ = [атM(A, Z) − атM(A, Z-1) − 2me]c2, e: Qβ = [атM(A, Z) − атM(A, Z-1)]c2. (3.7) Она заключена в интервале от 18.61кэВ при распаде трития 3H → 3He + e- + e, до13.4МэВ при распаде тяжелого изотопа бора 12B → 12C + e- + e. Кулоновский барьер при β - распаде несуществен. Это обусловлено тем, что у позитрона и у электрона, массы, а следовательно и импульсы малы. Поэтому, образовавшись в результате распада нуклона, они не могут долго находиться в ядре в соответствии с соотношением неопределенности. Кроме того, между образовавшейся при β+-распаде заряженной частицей e+ действуют кулоновские силы, а не ядерные силы, как в случае α-распада. Из-за более слабой зависимости от энергии β-распада по сравнению с α-распадом, β-распад часто происходит на возбужденные состояния конечного ядра. При β-распаде существенную роль играет полный момент количества движения J, уносимый лептонами. Процесс e-захвата сопровождается испусканием характеристического рентгеновского излучения атомом (A,Z-1).

 

НОВЫЙ ТИП РАДИОАКТИВНОСТИ Ирен Кюри и Ф. Жолио (Comptes Rendus 198, 254–256, 1934) Нами было недавно показано методом камеры Вильсона, что некоторые лёгкие элементы (бериллий, бор, алюминий) испускают положительные электроны при бомбардировке их α-лучами полония. Испускание положительных электронов некоторыми лёгкими элементами, облучёнными α-лучами полония, сохраняется в течение некоторого более или менее продолжительного времени после удаления источника α-лучей; в случае бора это время превосходит полчаса. Алюминиевая фольга помещается на расстоянии 1 мм от полониевого источника. После облучения в течение приблизительно 10 минут фольга помещается над счётчиком Гейгера-Мюллера с окошком, толщина которого 7/100 мм алюминия. При этом фольга испускает излучение, интенсивность которого уменьшается экспоненциально со временем с периодом 3 мин. 15 сек. Аналогичные результаты получены с бором и магнием, причём периоды полураспада различны, а именно: 14 мин. для бора и 2 мин. 30 сек. для магния. Эти, опыты указывают на существование нового типа радиоактивности, сопровождаемой испусканием, положительных электронов. Мы полагаем, что в случае алюминия реакция происходит следующим образом: 27Al + 4He → 30P + n. Изотоп 30P является радиоактивным с периодом в 3 мин. 15 сек. и испускает положительные электроны согласно реакции 30P → 30Si + e+.

 

Переносчиками слабого взаимодействия являются W+, W- и Z-бозоны. На кварковом уровне внутриядерные превращения в процессах β-распада имеют вид. При β--распаде один из нейтронов ядра превращается в протон. При этом испускается электрон e- и электронное антинейтрино e. При β+-распаде один из протонов ядра превращается в нейтрон. При этом испускается позитрон e+ и электронное нейтрино νe. При е-захвате в результате взаимодействия протона с электроном атомной оболочки происходит превращение протона в нейтрон с испусканием из ядра электронного нейтрино νe.

 

Энергетические диаграммы масс атомов (A,Z), (A,Z-1) и (A,Z+1) при β+-распаде, e-захвате и β--распаде. а) e-захват возможен, если масса исходного атома атM(A,Z) больше массы атома атM(A,Z-1), образующегося в результате e-захвата. Вся энергия e-захвата Qe-захвуносится антинейтрино, образующимся при β-распаде. β+-распад возможен только в том случае, если масса исходного атома атM(A,Z) превышает массу атома атM(A,Z-1), образующегося в результате β+-распада на 2me. Разность энергий Qβ+ = (Qe-захв − 2me) равна энергии β+-распада. Энергия Qβ+ равна максимальной энергии, которую имеет позитрон в результате β+-распада. Если масса исходного атома атM(A,Z) больше массы атома атM(A,Z-1), но разность масс атM(A,Z) − атM(A,Z-1) не превышает величину 2me, β+-распад запрещён законом сохранения энергии, а е-захват возможен. б) β--распад возможен, если масса исходного атома атM(A,Z) больше массы атома атM(A,Z+1), образующегося в результате β--распада. Qβ- − энергия, выделяющаяся в результате β--распада, она равна верхней границе β-спектра, максимальной энергии, которую имеет электрон в результате β--распада.

 

Зависимость энергий β--распада Qβ- и β+-распада Qβ+ изотопов Z = 11, Z = 21, Z = 31 от массового числа A. В энергиях β+- и β--распадов отчётливо проявляются эффекты спаривания тождественных нуклонов.

 

Зависимость энергий β--распада Qβ- и β+-распада Qβ+ изотопов Z = 51, Z = 81, Z = 91 от массового числа A. В энергиях β+- и β--распадов отчётливо проявляются эффекты спаривания тождественных нуклонов.

 

Разрешенные и запрещенные β-распады Бета-распады разделяются на разрешенные и запрещенные, различающиеся вероятностями переходов. К разрешенным переходам относятся переходы, при которых суммарный орбитальный момент l, уносимый электроном и нейтрино, равен нулю. Запрещенные переходы подразделяются по порядку запрета, который определяется орбитальным моментом l. l = 1 − запрещенный переход первого порядка, l = 2 − второго порядка и т. д. Отношения вероятностей вылета частицы с орбитальными моментами l = 0 (w0) и l ≠ 0 (wl) wl/w0 ~ (R/ )2l, R − радиус ядра, − длина волны. Бета-распады также делятся на переходы типа Ферми, при которых спины вылетающих лептонов антипараллельны, и переходы типа Гамова-Теллера, при которых спины вылетающих лептонов параллельны. Сильную зависимость вероятности бета-переходов от орбитального момента вылетающих лептонов можно понять из следующего качественного рассмотрения. На ядро с радиусом R налетает частица с импульсом p и прицельным параметром b. Классический момент импульса pb равен величине орбитального момента pb = . Для прицельного параметра b в классическом приближении должно выполняться условие b = /p < R.. Для лептонов в релятивистском случае c /T < R, T − кинетическая энергия вылетающего лептона. Радиусы даже самых тяжелых ядер меньше 10 Фм. Положив радиус равным 10 Фм, а энергию β-распада 20 МэВ, получим 200 МэВ·Фм /20 МэВ < 10 Фм. Видно, что орбитальный момент вылетающих при бета-распаде лептонов при квазиклассическом рассмотрении может быть только нулевой, а переходы с l ≠ 0 запрещены. Однако квантовые свойства частиц приводят к тому, что такие запрещенные переходы происходят, хотя они и сильно подавлены. wl/w0 ~ (R/ )2l.

 

Процесс е-захвата электрона атомной оболочки конкурирует с β+-распадом. При этом как правило вероятность захвата электрона с K-оболочки гораздо выше, чем вероятность захвата электрона с L-оболочки. Процесс е-захвата сопровождается испусканием рентгеновского излучения, регистрируя которое можно обнаружить процесс е-захвата. На рисунке показано отношение вероятности K-захвата к вероятности β+-распада ƒ = ƒ(K)/ƒ(β+) для различных энергий β-распада Qβ.

 

β--распад нейтрона, изотопов 3H и 6He. На примере β-распадов нейтрона, изотопов 3H и 6He можно проследить зависимость периода полураспада β--излучателей от энергии β--распада. Изотоп Энергия β--распада Период полураспада 3H 0.02 МэВ 10.3 года n 0.78 МэВ 10.2 мин 6He 3.5 МэВ 0.8 с

 

е-захват в изотопа 7Be Если массы начального Mi и конечного Mf ядер удовлетворяют условиям Mf + 2me > Mi > Mf, то в таких ядрах е-захват разрешен, а β+-распад запрещён. Такая ситуация наблюдается при е-захвате в 7Be. В ядре 7Be возможен е-захват, а β+-распад энергетически запрещен, так как различие масс атомов 7Be и 7Li составляет 0.86 МэВ, что меньше, чем 2mec2 = 1.02 МэВ. Период полураспада 7Be составляет 53.22 дня. В результате е-захвата 7Be + e- → 7Li + νe в конечном состоянии образуется изотоп 7Li и нейтрино. Энергия, высвобождающаяся в результате е-захвата, составляет 0.86 МэВ. Изотоп 7Li в 89.7% распадов 7Be образуется в основном состоянии JP = 3/2- и в 10.3% распадов в возбужденном состоянии E* = 0.477 МэВ, JP = 1/2-. Спектр, образующихся при е-захвате нейтрино дискретный. При распаде на основное состояние энергия нейтрино Eν = 0.86 МэВ, при распаде на возбужденное состояние энергия нейтрино Eν = 0.385 МэВ.

 

β-распад β-распад внутринуклонный процесс. В ядре распадается одиночный нуклон. Однако в процессе β-распада происходит перестройка ядра. Поэтому период полураспада а также другие характеристики β-распада в значительной степени зависят от того насколько сложна эта перестройка. Стабильные по отношению к β-распаду ядра при всех А располагаются вокруг значений Zравн с возможным небольшим разбросом в обе стороны за счет индивидуальных особенностей ядер. Отношение вероятности ωl/ω0 вылета частицы с орбитальными моментами l и 0 из ядра радиуса R определяется соотношением wl/w0 ~ (R/ )2l, что сильно подавляет вылет частиц низких энергий и c большими орбитальными моментами.

 

Основные состояния изотопов 14С, 14O и первое возбужденное состояние 14N E* = 2.31 МэВ JP = 0+ образуют изотопический триплет Вероятность β-распада сильно зависит от структуры начального и образующегося в результате β-распада ядер. При β+-распаде изотопа 14O → 14N + e+ + νe протон, находящийся на оболочке 1p1/2в изотопе 14O, превращаясь в нейтрон, переходит на вакантную оболочку 1p1/2изотопа 14N. Волновые функции начального состояния ядра 14O и конечного состояния ядра 14N максимально перекрываются (переход Ферми ΔJ = 0, ΔP = 0). Период полураспада изотопа 14O T1/2 = 70.6 с. β--распад изотопа 14С → 14N + e- + e может происходить только на основное состояние изотопа 14N, имеющее JP = 1+. Такой переход возможен только при перевороте спина нуклона. Период полураспада в этом случае T1/2 = 5730 лет.

 

Зависимость изменения масс атомных ядер-изобар от заряда ядра Z для нечетных и четных массовых чисел A. При β-распаде ядра с нечетным массовым числом A происходит превращение четно-нечетного по протонам и нейтронам ядра в нечетно-четное или, наоборот, нечетно-четного в четно-нечетное. При β-распаде ядер с четным массовым числом A происходит превращение четно-четного ядра в нечетно-нечетное или, наоборот, нечетно-нечетного в четно-четное. Поэтому из-за сил спаривания в атомных ядрах зависимость масс ядер-изобар с четным массовым числом A от заряда Z описывается двумя параболами. На верхней параболе располагаются менее устойчивые ядра с нечетным Z, на нижней − более устойчивые с четным Z. Это может приводить к существованию до 3 стабильных ядер-изобар, т.к. ядро с зарядом (Z0+2) в некоторых случаях из-за разности энергий не может перейти в результате β-распада в ядро (Z0+1), а ядро (Z0-2) в ядро (Z0-1). Однако при этом появляется принципиальная возможность β-распада с изменением заряда ядра на 2 единицы с испусканием двух электронов и двух антинейтрино или двух позитронов и двух нейтрино. (A,Z) → (A,Z+2) + 2e- + 2 e, (A,Z) → (A,Z-2) + 2e+ + 2νe, Этот тип радиоактивного распада называется двойным β-распадом. Двойной β-распад возможен также при одновременном захвате двух атомных электронов. Ядра с нечетным массовым числом A располагаются на одной параболе.

 

β-распад ядер-изобар с массовым числом A = 89. В ядрах-изобарах с нечетным массовым числом A, как правило, существует один стабильный изотоп. В данном случае это изотоп 89Y. Изотоп 89Y образуется как в результате β--распада 89Sr, так и в результате β+-распада и е-захвата изотопа 89Zr. Из вероятностей распада 89Sr и 89Zr на различные состояния 89Y видна сильная зависимость вероятности β-распада от спинов и четностей состояний, между которыми происходит β-распад.

 

β-распад ядер-изобар с массовым числом A = 122. В ядрах-изобарах с четным массовым числом A возможны два стабильных изотопа. В данном случае это 122Sn (содержание в естественной смеси изотопов 4.63%) и 122Te (содержание в естественной смеси изотопов 2.55%). Изотоп 122Sb распадается в основном в результате β-распада (≈ 97%). β-распады часто происходят на возбужденные состояния ядер-изобар.

 

β-распад ядер-изобар с массовым числом A = 27. Изотопы 27Al и 27Si являются зеркальными ядрами, имеющими в основном состоянии JP = 5/2+. Неспаренный нуклон находится на оболочке 1d5/2. Зеркальная симметрия изотопов 27Si и 27Al увеличивает вероятность внутриядерного распада p → n + e- + e, чем объясняется маленькая величина периода полураспада T1/2(27Si) = 4.2 с. Зеркальная симметрия объясняет почему со 100% вероятностью β+-распад происходит на основное состояние 27Al

 

β-распад ядер-изобар с массовым числом A = 34. В ядрах-изобарах с массовым числом A = 34 есть только один стабильный изотоп34S. Изотоп 34S образуется как в результате β--распада 34P, так и в результате е-захвата и β+-распада 34Cl. Распад изотопа происходит с вероятностью 100% на основное состояние ядра 34S. Объясняется это тем, что в основных состояниях оба изотопа имеют одинаковую спин-четность JP = 0+. Распад изомерного состояния JP = 3+, E* = 0.145 МэВ изотопа 34Cl происходит на возбужденные состояния 34S с энергией E* > 2 МэВ.

 

β--распад ядер-изобар A = 73 31Ga, 32Ge, 33As и 34Se. Среди ядер изобар A = 73 стабильным изотопом является изотоп 73Ge. Изотоп 73Ga распадается в результате β--распада. Распад изотопа 73Se происходит в результате как е-захвата, так и β+-распада.В случае 73Se β+-распад и е-захват ЕС происходят как из основного состояния JP = 9/2+, так и изомерного E* = 25.7 кэВ, JP = 3/2-. Основное состояние 73Se имеет JP = 9/2+. Изомерное состояние E* = 0.025 МэВ, JP = 3/2-. Вероятность изомерного перехода73mSe → 73Se составляет 72.6%, вероятность β-распада 27.4%. β-распад 73Se из основного состояния происходит с вероятностью 100% на возбужденное состояние E* = 0.42 МэВ JP = 9/2+. е-захват из основного состояния 73As JP = 3/2- со 100% вероятностью происходит на изомерное состояние 73Ge E* = 0.067 МэВ, JP = 1/2-, что свидетельствует о сильной зависимости вероятности β-распада от полного момента количества движения, уносимого лептонами.

 

Распад ядер-изобар A = 210. В тяжелых ядрах α-распад и β-распад часто конкурир ⇐ Предыдущая30313233343536373839Следующая ⇒ Поделиться: Воспользуйтесь поиском по сайту: ©2015 - 2024 megalektsii.ru Все авторские права принадлежат авторам лекционных материалов. Обратная связь с нами...