Enciklopedijski YouTube
1 / 3
✪ Vrste propadanja
✪ fizika RADIOAKTIVNOSTI
✪ Alfa i Beta raspad
Titlovi
Sve o čemu smo do sada raspravljali u hemiji zasnivalo se na stabilnosti elektrona i gdje je najvjerovatnije da će boraviti u stabilnim školjkama. Ali ako nastavimo proučavati atom, ispostaviće se da se u atomu ne nalaze i djeluju samo elektroni. Interakcije se dešavaju u samom jezgru karakteriše ga nestabilnost, koju nastoji da oslabi. Ovo će biti tema naše video lekcije. Naime, proučavanje ovih mehanizama nije uključeno u nastavni plan i program hemije za brucoše, ali ovo znanje definitivno neće biti suvišno. Kada proučavamo jaku nuklearnu silu, kvantna fizika i slično, detaljno ćemo pogledati zašto protoni, neutroni i kvarkovi koji čine jezgra atoma međusobno djeluju na ovaj način. Sada zamislimo kako se jezgro uopšte može raspasti... Počnimo sa snopom protona. Nacrtaću nekoliko. Ovo su protoni, a ovdje će biti neutrona. Obojiću ih u neku odgovarajuću boju. Siva boja - sta ti treba. Pogledaj pažljivo. Postoji emisija nečega što ima dva protona i dva neutrona. Stoga će njegova masa biti jednaka masi dva protona i dva neutrona. Šta je ovo? Ispadne nešto što ima masu četiri. Šta sadrži dva protona i dva neutrona? Sada nemam periodni sistem elementi. Zaboravio sam da ga izrežem i zalijepim prije snimanja ovog videa. Ali brzo ćete pronaći periodni sistem element koji ima dva protona, a ovaj element je helijum. Njegova atomska masa je zapravo četiri. Zaista, tokom alfa raspada emituje se jezgro helijuma. Ovo je jezgro helijuma. Pošto je jezgro helijuma, nema elektrona koji bi neutralisali naboj protona, to je jon. Nema elektrona. Ima samo dva protona, tako da ima naelektrisanje plus 2. Potpišimo naelektrisanje. Alfa čestica je jednostavno helijum jon, helijum jon sa nabojem od plus 2, koji spontano emituje jezgro da bi se postiglo stabilnije stanje. Ovo je jedna vrsta propadanja. Sada drugi... Nacrtajmo još jedno jezgro. Nacrtaću neutrone. Nacrtaću protone. Ponekad se ispostavi da se neutron osjeća neugodno. On gleda šta protoni rade svaki dan i kaže, znaš šta? Nekako, kada slušam sebe, osjećam se kao da bih zapravo trebao biti proton. Da sam ja proton, cijelo jezgro bi bilo malo stabilnije. I šta čini da postane proton? Zapamtite, neutron ima neutralni naboj? To je ono što radi, emituje elektron. Ovo izgleda ludo. Elektroni u neutronima i sve to. I slazem se sa tobom. Ovo je ludilo. I jednog dana ćemo proučavati sve što je unutar jezgra. Za sada, recimo samo da neutron može emitovati elektron. Što on i radi. Dakle, evo elektrona. Uzimamo njegovu masu za nulu... Zapravo, to nije tako, ali sada govorimo o jedinicama atomske mase. Ako je masa protona jedan, tada je masa elektrona 1836 puta manja. Stoga, uzimamo njegovu masu kao nula. Iako to nije istina. A njegova naplata je minus 1. Dakle, vratimo se na proces. Neutron emituje elektron. Naravno, neutron ne ostaje neutralan, već se pretvara u proton. Ovo se zove beta raspad. Hajde da zapišemo ovo. Beta raspad. A beta čestica je zapravo samo emitovani elektron. Vratimo se našem elementu. Ima određeni broj protona i neutrona. Zajedno čine maseni broj. Šta se dešava kada prođe beta raspad? Da li se broj protona mijenja? Naravno, imamo jedan proton više nego što smo imali jer se jedan neutron pretvorio u proton. Broj protona se povećao za 1. Da li se maseni broj promijenio? da vidimo. Broj protona se mijenja. Kao rezultat beta raspada ponovo dobijamo novi element . Sada je situacija drugačija. Recimo da jedan od ovih protona gleda neutrone i kaže, pogodite šta? Vidim kako žive. Volim to. Mislim da bi mi bilo ugodnije, a naša grupa čestica unutar jezgra bila bi sretnija da sam i ja neutron. Svi bismo bili u stabilnijem stanju. I šta on radi? Ovaj uznemireni proton ima priliku da emituje pozitron, a ne proton. Emituje pozitron. I šta je to? Ovaj fenomen se naziva gama raspad. Gama raspad znači da te čestice mijenjaju svoju konfiguraciju. Približavaju se malo. I kako se približavaju, oslobađaju energiju u obliku elektromagnetnog zračenja vrlo kratke talasne dužine. U suštini, to možete nazvati gama česticom ili gama zrakom. Ovo je ultra-visoka energija. Gama zraci su veoma opasni. Mogu te ubiti. Sve je to bila teorija. Sada da riješimo nekoliko problema i saznamo s kojom vrstom propadanja imamo posla. Ovde imam berilijum-7, gde je sedam atomska masa. I pretvorim ga u litijum-7. Šta se ovde dešava? Masa jezgra berilijuma ostaje nepromenjena, ali se broj protona smanjuje sa četiri na tri. Broj berilijumskih protona je smanjen. Ukupna masa se nije promijenila. Ovo sigurno nije alfa raspad. Alfa raspad, kao što znate, je oslobađanje helijuma iz jezgra. Dakle, šta se ističe? Oslobađa se pozitivan naboj ili pozitron. Ovo je ovdje ilustrovano pomoću jednačine. Ovo je pozitron. Stoga je ova vrsta raspada berilija-7 u litijum-7 emisija pozitrona. Sve jasno. I to vidimo tokom ove reakcije. Elektron je oslobođen. Dakle, ovo je beta raspad. Ovo je beta čestica. Potpisano. Primjenjuje se ista logika. Čekaj, umjesto 53 ima 54 protona. Sada kada sam dodao još jedan proton, hoću li i dalje imati pozitivan naboj? Da, hoće. Ali vrlo brzo - možda ne samo ovi elektroni, ima toliko elektrona koji se kreću okolo - ja ću odnekud zgrabiti elektrone da postanem stabilan, i postaću ponovo stabilan. Ali bićete potpuno u pravu ako postavite pitanje, hoće li čestica postati jon u malom dijelu vremena? Pogledajmo još jedan primjer. Radon-222, atomski broj 86, koji se pretvara u polonijum -218, atomski broj 84. Zanimljiva mala digresija. Polonijum je dobio ime po Poljskoj jer je Marija Kiri, koja ga je otkrila, bila odatle u to vreme, oko kasnih 1800-ih - Poljska još nije postojala kao posebna država. Njegova teritorija bila je podijeljena između Pruske, Rusije i Austrije. A Poljaci su zaista željeli da ljudi znaju da su jedan narod. Oni su otkrili da kada se radon raspadne, nastaje ovaj element. I nazvali su ga po svojoj domovini, Poljskoj. To je privilegija otkrivanja novih elemenata. No, vratimo se zadatku. Šta se desilo? Atomska masa se smanjila za četiri. Atomski broj se smanjio za dva. Ponavljam još jednom, očigledno je ispuštena čestica helijuma. Jezgro helijuma ima atomsku masu četiri i atomski broj dva. Sve jasno.
Teorija
Alfa raspad od main stanje se opaža samo u prilično teškim jezgrima, na primjer, u radijumu-226 ili uranijumu-238. Alfa radioaktivna jezgra u tabeli nuklida pojavljuju se počevši od atomskog broja 52 (telur) i masenog broja od oko 106-110, a sa atomskim brojem većim od 82 i masenim brojem većim od 200, skoro svi nuklidi su alfa radioaktivni, iako mogu imati alfa raspad i nedominantni mod raspadanja. Među prirodno alfa radioaktivnost izotopa uočena je u nekoliko nuklida rijetkih zemnih elemenata (neodim-144, samarijum-147, samarijum-148, europijum-151, gadolinijum-152), kao i u nekoliko nuklida teških metala (hafnij-174, volfram- 180, osmijum-186, platina-190, bizmut-209, torijum-232, uranijum-235, uranijum-238) i u kratkotrajnim produktima raspada uranijuma i torijuma.
Alfa raspad od jako uzbuđen nuklearna stanja se također primjećuju u nizu lakih nuklida, na primjer, litij-7.
Alfa čestica prolazi kroz tunelsku tranziciju kroz potencijalnu barijeru, uzrokovanu nuklearnim silama, tako da je alfa raspad u suštini kvantni proces. Budući da vjerovatnoća efekta tuneliranja eksponencijalno ovisi o visini barijere, vrijeme poluraspada alfa-aktivnih jezgri raste eksponencijalno sa smanjenjem energije alfa čestica (ova činjenica čini sadržaj Geiger-Nattallovog zakona). Kada je energija alfa čestica manja od 2 MeV, životni vek alfa-aktivnih jezgara značajno premašuje životni vek Univerzuma. Stoga, iako je većina prirodnih izotopa težih od cerijuma u principu sposobna da se raspadne kroz ovaj kanal, samo nekoliko njih je zaista zabilježilo takav raspad. Opasnost za žive organizme
Budući da su prilično teške i pozitivno nabijene, alfa čestice radioaktivnog raspada imaju vrlo kratak domet materije i, kada se kreću kroz medij, brzo gube energiju na maloj udaljenosti od izvora. To rezultira time da se sva energija zračenja oslobađa u malom volumenu tvari, što povećava šanse za oštećenje stanica kada izvor zračenja uđe u tijelo. kako god vanjski Zračenje iz radioaktivnih izvora je bezopasno, jer se alfa čestice mogu efikasno zadržati u nekoliko centimetara zraka ili desetinama mikrometara guste materije - na primjer, list papira, pa čak i stratum corneum epidermisa, a da ne dođu do živih stanica. Čak i dodirivanje izvora čistog alfa zračenja nije opasno, iako treba imati na umu da mnogi izvori alfa zračenja također emituju mnogo prodornije vrste zračenja (beta čestice, gama zraci, ponekad neutroni). Međutim, ako alfa izvor uđe u tijelo, to rezultira značajnom izloženošću zračenju. Faktor kvaliteta alfa zračenja je 20 (više od svih drugih vrsta jonizujućeg zračenja, sa izuzetkom teških jezgara i fisionih fragmenata). To znači da u živom tkivu alfa čestica stvara 20 puta više štete od gama zraka ili beta čestica jednake energije.
Sve navedeno se odnosi na radioaktivne izvore alfa čestica, čija energija ne prelazi 15 MeV. Alfa čestice proizvedene u akceleratoru mogu imati znatno veće energije i stvoriti značajnu dozu čak i uz vanjsko zračenje tijela.
Vrijeme poluraspada poznatih α-radioaktivnih jezgara uvelike varira. Dakle, izotop volframa 182 W ima vrijeme poluraspada T 1/2 > 8,3·10 18 godina, a izotop protaktinija 219 Pa ima T 1/2 = 5,3·10 -8 s.
Rice. 2.1. Ovisnost poluraspada radioaktivnog elementa o kinetičkoj energiji α-čestice prirodno radioaktivnog elementa. Isprekidana linija je Geiger-Nattallov zakon.
Za parno-parne izotope, ovisnost vremena poluraspada od energije α-raspada Q α opisana empirijski Geiger-Nettall zakon
gdje je Z naboj konačnog jezgra, vrijeme poluraspada T 1/2 izraženo je u sekundama, a energija α-čestice E α je u MeV. Na sl. Na slici 2.1 prikazane su eksperimentalne vrijednosti poluraspada za α-radioaktivne parno-parne izotope (Z varira od 74 do 106) i njihov opis pomoću relacije (2.3).
Za neparno-parno, parno-neparno i neparno-neparno jezgro opća tendencija ovisnosti
log T 1/2 od Q α je očuvan, ali su poluživoti 2-100 puta duži nego za parno-parna jezgra sa istim Z i Q α .
Da bi došlo do α raspada, potrebno je da masa početnog jezgra M(A,Z) bude veća od zbira masa konačnog jezgra M(A-4, Z-2) i α čestice M α:
gdje je Q α = c 2 energija α-raspada.
Pošto je M α<< M(A-4, Z-2),
glavni dio energije α-raspada se odnosi na α ‑
čestica i samo ≈ 2% - konačno jezgro (A-4, Z-2).
Energetski spektri α-čestica mnogih radioaktivnih elemenata sastoje se od nekoliko linija (fina struktura α-spektara). Razlog za pojavu fine strukture α spektra je raspad početnog jezgra (A,Z) u pobuđeno stanje jezgra (A-4, Z-2). Mjerenjem spektra alfa čestica može se dobiti informacija o prirodi pobuđenih stanja
jezgra (A-4, Z-2).
Za određivanje raspona vrijednosti A i Z jezgri za koje je α-raspad energetski moguć, koriste se eksperimentalni podaci o energijama vezanja jezgara. Zavisnost energije α-raspada Q α od masenog broja A prikazana je na Sl. 2.2.
Od sl. 2.2 jasno je da α raspad postaje energetski moguć počevši od A ≈ 140. U područjima A = 140–150 i A ≈ 210, vrijednost Q α ima jasne maksimume, koji su posljedica strukture ljuske jezgra. Maksimum pri A = 140–150 povezan je s punjenjem neutronske ljuske magičnim brojem N = A – Z = 82, a maksimum pri A ≈ 210 povezan je s punjenjem protonske ljuske na Z
= 82. To je zbog strukture ljuske atomsko jezgro Prva (rijetka zemlja) regija α-aktivnih jezgara počinje na N = 82, a teška α-radioaktivna jezgra postaju posebno brojna počevši od Z = 82.
Rice. 2.2. Ovisnost energije α-raspada o masenom broju A.
Širok raspon vremena poluraspada, kao i velike vrijednosti ovih perioda za mnoga α-radioaktivna jezgra, objašnjavaju se činjenicom da α čestica ne može „trenutno“ napustiti jezgro, uprkos činjenici da je energetski povoljno. Da bi napustila jezgro, α-čestica mora savladati potencijalnu barijeru - područje na granici jezgra, nastalu zbog potencijalne energije elektrostatičkog odbijanja α-čestice i konačnog jezgra i privlačnih sila između nukleoni. Sa stanovišta klasične fizike, alfa čestica ne može savladati potencijalnu barijeru, jer nema kinetičku energiju potrebnu za to. Međutim, kvantna mehanika dozvoljava takvu mogućnost − α ‑
čestica ima određenu vjerovatnoću da prođe kroz potencijalnu barijeru i napusti jezgro. Ovaj kvantno-mehanički fenomen naziva se “tunelski efekat” ili “tuneliranje”. Što je veća visina i širina barijere, to je manja vjerovatnoća tuneliranja, a vrijeme poluraspada je shodno tome duže. Širok raspon vremena poluraspada
α-emiteri se objašnjavaju različitim kombinacijama kinetičkih energija α-čestica i visina potencijalnih barijera. Da barijera ne postoji, tada bi alfa čestica ostavila jezgro iza karakterističnog nuklearnog
vrijeme ≈ 10 -21 – 10 -23 s.
Najjednostavniji model α-raspada predložili su 1928. G. Gamow i, nezavisno, G. Gurney i E. Condon. U ovom modelu pretpostavljeno je da α čestica stalno postoji u jezgru. Dok je alfa čestica u jezgru, na nju djeluju nuklearne sile privlačenja. Radijus njihovog djelovanja je uporediv sa radijusom jezgra R. Dubina nuklearnog potencijala je V 0. Izvan nuklearne površine na r > R potencijal je Kulonov odbojni potencijal
V(r) = 2Ze 2 /r.
Rice. 2.3. Energije α-čestica E α u zavisnosti od broja neutrona N
u originalnom kernelu. Linije povezuju izotope istog hemijskog elementa.
Pojednostavljeni dijagram kombiniranog djelovanja nuklearnog atraktivnog potencijala i Kulonovog odbojnog potencijala prikazan je na slici 2.4. Da bi napustila jezgro, α čestica sa energijom E α mora proći kroz potencijalnu barijeru sadržanu u području od R do R c . Vjerovatnoća α raspada uglavnom je određena vjerovatnoćom D prolaska α čestice kroz potencijalnu barijeru
U okviru ovog modela bilo je moguće objasniti jaku zavisnost verovatnoće α ‑ raspada od energije α-čestice.
Rice. 2.4. Potencijalna energija α čestice. Potencijalna barijera.
Da bi se izračunala konstanta raspada λ, potrebno je pomnožiti koeficijent prolaska α-čestice kroz potencijalnu barijeru, prvo, sa vjerovatnoćom w α da je α-čestica nastala u jezgru, i, kao drugo, vjerovatnoćom da će biti na granici jezgre. Ako alfa čestica u jezgru radijusa R ima brzinu v, tada će se u prosjeku približiti granici ≈ v/2R puta u sekundi. Kao rezultat, za konstantu raspada λ dobijamo relaciju
 |
(2.6) |
Brzina α čestice u jezgru može se procijeniti na osnovu njene kinetičke energije E α + V 0 unutar nuklearnog potencijala, što daje v ≈ (0,1-0,2) s. Već iz ovoga slijedi da ako postoji alfa čestica u jezgru, vjerovatnoća da ona prođe kroz barijeru D<10 -14 (для самых короткоживущих
относительно α‑распада тяжелых ядер).
Grubost procene predeksponencijalnog faktora nije mnogo značajna, jer konstanta raspada od njega zavisi neuporedivo manje nego od eksponenta.
Iz formule (2.6) proizilazi da vrijeme poluraspada jako ovisi o poluprečniku jezgra R, budući da je radijus R uključen ne samo u predeksponencijalni faktor, već i u eksponent, kao granica integracije. Stoga je iz podataka o α-raspadu moguće odrediti polumjere atomskih jezgara. Pokazalo se da su poluprečniki dobijeni na ovaj način 20-30% veći od onih pronađenih u eksperimentima raspršenja elektrona. Ova razlika je zbog činjenice da se u eksperimentima s brzim elektronima mjeri radijus raspodjele električnog naboja u jezgru, a u α-raspadu se mjeri udaljenost između jezgra i α-čestice, pri kojoj nuklearne sile prestaju da djeluju. čin.
Prisustvo Planckove konstante u eksponentu (2.6) objašnjava snažnu zavisnost vremena poluraspada od energije. Čak i mala promjena energije dovodi do značajne promjene eksponenta, a time i do vrlo oštre promjene u poluživotu. Stoga su energije emitovanih α čestica veoma ograničene. Za teška jezgra, α-čestice sa energijama iznad 9 MeV lete skoro trenutno, a sa energijama ispod 4 MeV žive u jezgru toliko dugo da se α-raspad ne može ni detektovati. Za α-radioaktivna jezgra rijetkih zemalja, obje energije se smanjuju smanjenjem radijusa jezgra i visine potencijalne barijere.
Na sl. Slika 2.5 prikazuje zavisnost energije α-raspada izotopa Hf (Z = 72) od masenog broja A u rasponu masenih brojeva A = 156–185. Tabela 2.1 prikazuje energije α-raspada, poluživote i glavne kanale raspada izotopa 156–185 Hf. Može se vidjeti kako se povećanjem masenog broja A energija α-raspada smanjuje, što dovodi do smanjenja vjerovatnoće α-raspada i povećanja vjerovatnoće β-raspada (tabela 2.1). Izotop 174 Hf, budući da je stabilan izotop (u prirodnoj mješavini izotopa iznosi 0,16%), ipak se raspada s vremenom poluraspada T 1/2 = 2·10 15 godina emisijom α-čestice.
Rice. 2.5. Zavisnost energije α-raspada Q α izotopa Hf (Z = 72)
od masenog broja A.
Tabela 2.1
Zavisnost energije α-raspada Q α, poluraspada T 1/2,
različiti načini raspada H f izotopa (Z = 72) u zavisnosti od masenog broja A
| Z | N | A | Q α | T 1/2 | Načini opadanja (%) |
|---|---|---|---|---|---|
| 72 | 84 | 156 | 6.0350 | 23 ms | α(100) |
| 72 | 85 | 157 | 5.8850 | 110 ms | α (86), e (14) |
| 72 | 86 | 158 | 5.4050 | 2.85 s | α (44,3), e (55,7) |
| 72 | 87 | 159 | 5.2250 | 5.6 s | α (35), e (65) |
| 72 | 88 | 160 | 4.9020 | 13,6 s | α (0,7), e (99,3) |
| 72 | 89 | 161 | 4.6980 | 18.2 s | α (<0.13), е (>99.87) |
| 72 | 90 | 162 | 4.4160 | 39,4 s | α (<8·10 -3), е (99.99) |
| 72 | 91 | 163 | 4.1280 | 40,0 s | α (<1·10 -4), е (100) |
| 72 | 92 | 164 | 3.9240 | 111 s | e (100) |
| 72 | 93 | 165 | 3.7790 | 76 s | e (100) |
| 72 | 94 | 166 | 3.5460 | 6.77 min | e (100) |
| 72 | 95 | 167 | 3.4090 | 2.05 min | e (100) |
| 72 | 96 | 168 | 3.2380 | 25.95 min | e (100) |
| 72 | 97 | 169 | 3.1450 | 3.24 min | e (100) |
| 72 | 98 | 170 | 2.9130 | 16.01 č | e (100) |
| 72 | 99 | 171 | 2.7390 | 12.1 č | e (100) |
| 72 | 100 | 172 | 2.7470 | 1,87 č | e (100) |
| 72 | 101 | 173 | 2.5350 | 23,4 sata | e (100) |
| 72 | 102 | 174 | 2.4960 | 2 10 15 l | e (100) |
| 72 | 103 | 175 | 2.4041 | 70 dana | e (100) |
| 72 | 104 | 176 | 2.2580 | ubod. | |
| 72 | 105 | 177 | 2.2423 | ubod. | |
| 72 | 106 | 178 | 2.0797 | ubod. | |
| 72 | 107 | 179 | 1.8040 | ubod. | |
| 72 | 108 | 180 | 1.2806 | ubod. | |
| 72 | 109 | 181 | 1.1530 | 42,39 dana | β - (100) |
| 72 | 110 | 182 | 1.2140 | 8,9 10 6 l | β - (100) |
| 72 | 111 | 183 | 0.6850 | 1.07 č | β - (100) |
| 72 | 112 | 184 | 0.4750 | 4.12 č | β - (100) |
| 72 | 113 | 185 | 0.0150 | 3,5 min | β - (100) |
Hf izotopi sa A = 176–180 su stabilni izotopi. Ovi izotopi također imaju pozitivnu energiju α raspada. Međutim, energija α-raspada ~1,3–2,2 MeV je preniska i α-raspad ovih izotopa nije detektovan, uprkos verovatnoći α-raspada koja nije nula. Sa daljim povećanjem masenog broja A > 180, β - raspad postaje dominantan kanal raspada.
Tokom radioaktivnih raspada, konačno jezgro može završiti ne samo u osnovnom, već iu jednom od pobuđenih stanja. Međutim, jaka zavisnost verovatnoće α-raspada od energije α-čestice dovodi do činjenice da se raspadi na pobuđene nivoe konačnog jezgra obično dešavaju sa veoma malim intenzitetom, jer kada je konačno jezgro pobuđeno, energija α-čestice se smanjuje. Stoga se eksperimentalno mogu posmatrati samo raspadi na rotacijske nivoe sa relativno niskom energijom pobude. Raspadi na pobuđene nivoe konačnog jezgra dovode do pojave fine strukture u energetskom spektru emitovanih α čestica.
Glavni faktor koji određuje svojstva α raspada je prolazak α čestica kroz potencijalnu barijeru. Ostali faktori se manifestuju relativno slabo, ali u nekim slučajevima omogućavaju dobijanje dodatnih informacija o strukturi jezgra i mehanizmu α-raspada jezgra. Jedan od ovih faktora je pojava kvantno-mehaničke centrifugalne barijere. Ako se α čestica emituje iz jezgra (A,Z) sa spinom J i , i formira se konačno jezgro
(A-4, Z-2) u stanju sa spinom J f, tada α-čestica mora odneti ukupni impuls J, određen relacijom
Pošto α-čestica ima nulti spin, njen ukupni ugaoni moment J poklapa se sa orbitalnim ugaonim momentom l koji nosi α-čestica
Kao rezultat toga, pojavljuje se kvantno-mehanička centrifugalna barijera.
Promjena oblika potencijalne barijere zbog centrifugalne energije je neznatna, uglavnom zbog činjenice da centrifugalna energija opada s udaljenosti mnogo brže od Kulonove energije (kao 1/r 2, a ne kao 1/r). Međutim, budući da je ova promjena podijeljena Planckovom konstantom i pada u eksponent, onda na velikom l, to dovodi do promjene životnog vijeka jezgra.
U tabeli 2.2 prikazana je izračunata permeabilnost centrifugalne barijere B l za α-čestice emitovane sa orbitalnim momentom l u odnosu na permeabilnost centrifugalne barijere B 0 za α-čestice emitovane sa orbitalnim momentom l = 0 za jezgro sa Z = 90, Energija α-čestice E α = 4,5 MeV. Može se vidjeti da s povećanjem orbitalnog momenta l koji nosi α čestica, permeabilnost kvantno mehaničke centrifugalne barijere naglo opada.
Tabela 2.2
Relativna propusnost centrifugalne barijere zaα -čestice,
polazeći s orbitalnim momentom l
(Z = 90, E α = 4,5 MeV)
Značajniji faktor koji može dramatično preraspodijeliti vjerovatnoće različitih grana α-raspada može biti potreba za značajnim restrukturiranjem unutrašnje strukture jezgra tokom emisije α-čestice. Ako je početno jezgro sferično, a osnovno stanje konačnog jezgra je jako deformirano, tada da bi evoluiralo u osnovno stanje konačnog jezgra, početno jezgro mora se preurediti u procesu emitiranja alfa čestice, uvelike mijenjajući njegov oblik. Takva promjena oblika jezgra obično uključuje veliki broj nukleona i sistem s nekoliko nukleona kao što je α ‑
čestica koja napušta jezgro možda neće moći da ga obezbedi. To znači da će vjerovatnoća formiranja konačnog jezgra u osnovnom stanju biti zanemarljiva. Ako među pobuđenim stanjima konačnog jezgra postoji stanje blisko sferičnom, tada početno jezgro može, bez značajnijeg preuređivanja, ući u njega kao rezultat α ‑
propadanje Vjerovatnoća naseljenosti takvog nivoa može se pokazati velikom, značajno premašujući vjerovatnoću naseljenosti nižih država, uključujući i osnovno stanje.
Iz dijagrama α-raspada izotopa 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra, jake zavisnosti verovatnoće α-raspada u pobuđena stanja od energije α-čestice i od orbitalnog momenta l koji nosi α-čestice su vidljive.
α raspad može nastati i iz pobuđenih stanja atomskih jezgara. Kao primjer, tabele 2.3 i 2.4 prikazuju modove raspada osnovnih i izomernih stanja izotopa 151 Ho i 149 Tb.
Tabela 2.3
α-raspadi osnovnih i izomernih stanja 151 Ho
Tabela 2.4
α-raspadi osnovnih i izomernih stanja od 149 Tb
Na sl. Na slici 2.6 prikazani su energetski dijagrami raspada osnovnog i izomernog stanja izotopa 149 Tb i 151 Ho.
Rice. 2.6 Energetski dijagrami raspada osnovnog i izomernog stanja izotopa 149 Tb i 151 Ho.
α-raspad iz izomernog stanja izotopa 151 Ho (J P = (1/2) + , E izomer = 40 keV) je vjerovatniji (80%) nego e-hvatanje u ovo izomerno stanje. U isto vrijeme, osnovno stanje 151 Ho propada uglavnom kao rezultat e-capture (78%).
U izotopu 149 Tb, raspad izomernog stanja (J P = (11/2) - , E izomer = 35,8 keV) se javlja u velikom broju kao rezultat e-hvatanja. Uočene karakteristike raspada osnovnog i izomernog stanja objašnjavaju se veličinom energije α-raspada i e-hvatanja i orbitalnim ugaonim momentom koji nosi α-čestica ili neutrino.
Jezgra većine atoma su prilično stabilne formacije. Međutim, jezgra atoma radioaktivnih supstanci tokom procesa radioaktivnog raspada spontano se transformišu u jezgra atoma drugih supstanci. Tako je 1903. Rutherford otkrio da se radij stavljen u posudu nakon nekog vremena pretvorio u radon. I dodatni helijum se pojavio u posudi: (88^226)Ra→(86^222)Rn+(2^4)He. Da biste razumjeli značenje pisanog izraza, proučite temu o masi i broju naboja jezgra atoma.
Bilo je moguće utvrditi da se glavni tipovi radioaktivnog raspada: alfa i beta raspad odvijaju prema sljedećem pravilu pomaka:
Alfa raspad
Tokom alfa raspada emituje se alfa čestica (jezgro atoma helijuma). Od supstance sa brojem protona Z i neutrona N u atomskom jezgru, ona se pretvara u supstancu sa brojem protona Z-2 i brojem neutrona N-2 i, shodno tome, atomskom masom A-4: (Z ^A)X→(Z-2^ (A-4))Y +(2^4)He. To jest, rezultirajući element se pomjera dvije ćelije natrag u periodnom sistemu.
Primjer α raspada:(92^238)U→(90^234)Th+(2^4)He.
Alfa raspad je intranuklearni proces. Kao dio teškog jezgra, zbog složene kombinacije nuklearnih i elektrostatičkih sila, formira se nezavisna α-čestica, koju Kulonove sile istiskuju mnogo aktivnije od ostalih nukleona. Pod određenim uvjetima može savladati sile nuklearne interakcije i izletjeti iz jezgra.
Beta raspad
Tokom beta raspada emituje se elektron (β čestica). Kao rezultat raspada jednog neutrona na proton, elektron i antineutrino, sastav jezgra se povećava za jedan proton, a elektron i antineutrino se emituju prema van: (Z^A)X→(Z+1^A) Y+(-1^0)e+(0 ^0)v. U skladu s tim, rezultirajući element se pomjera za jednu ćeliju naprijed u periodnom sistemu.
Primjer β raspada:(19^40)K→(20^40)Ca+(-1^0)e+(0^0)v.
Beta raspad je intranukleonski proces. Neutron prolazi kroz transformaciju. Tu je i beta plus raspad ili pozitron beta raspad. Kod raspada pozitrona, jezgro emituje pozitron i neutrino, a element se pomiče za jednu ćeliju u periodnom sistemu. Beta raspad pozitrona obično je praćen hvatanjem elektrona.
Gama raspad
Pored alfa i beta raspada, postoji i gama raspad. Gama raspad je emisija gama kvanta od strane jezgara u pobuđenom stanju, u kojem imaju veliku energiju u odnosu na nepobuđeno stanje. Jezgra mogu doći u pobuđeno stanje tokom nuklearnih reakcija ili tokom radioaktivnih raspada drugih jezgara. Većina pobuđenih stanja jezgara ima veoma kratak životni vek - manje od nanosekunde.
Postoje i raspadi sa emisijom neutrona, protona, klaster radioaktivnosti i još neke, vrlo rijetke vrste raspada. Ali prevladavajuće
Kod ovog tipa raspada jezgro s atomskim brojem Z i masenim brojem A raspada se emitiranjem alfa čestice, što dovodi do formiranja jezgra s atomskim brojem Z-2 i masenim brojem A-4:
Trenutno je poznato više od 200 alfa emitujućih nuklida, među kojima su laka i srednja jezgra gotovo odsutna. Među lakim jezgrima, izuzetak je 8 Be, osim toga, poznato je oko 20 alfa emitujućih nuklida rijetkih zemnih elemenata. Velika većina izotopa koji emituju a pripada radioaktivnim elementima, tj. na elemente sa Z> 83, od kojih značajan dio čine umjetni nuklidi. Među prirodnim nuklidima, postoji oko 30 alfa-aktivnih jezgara koje pripadaju tri radioaktivne porodice (uranijum, aktinijum i torijum), o kojima se govori gore. Poluživot poznatih alfa radioaktivnih nuklida kreće se od 0,298 μs za 212 Po do >10 15 godina za 144 Nd, 174 Hf. Energija alfa čestica koju emituju teška jezgra iz osnovnih stanja je 4-9 MeV, a jezgra rijetkih zemnih elemenata 2-4,5 MeV.
Da se vjerovatnoća alfa raspada povećava sa povećanjem Z, je zbog činjenice da je ova vrsta nuklearne transformacije povezana s Coulombovim odbijanjem, koje, kako se veličina jezgara povećava, proporcionalno raste Z 2, dok nuklearne privlačne sile rastu linearno s povećanjem masenog broja A.
Kao što je ranije pokazano, jezgro će biti nestabilno u odnosu na a-raspad ako vrijedi nejednakost:
gdje i 
su mase mirovanja početnog i finalnog jezgra, respektivno;
– masa a-čestice.
Energija α-raspada jezgara ( Eα) sastoji se od kinetičke energije alfa čestice koju emituje matično jezgro Tα, i kinetička energija koju jezgro kćer dobije kao rezultat emisije alfa čestice (energija povratka) T odjel:
Koristeći zakone održanja energije i impulsa, možemo dobiti relaciju:
Gdje M odjel = 
– masa jezgra trzanja;
Mα je masa alfa čestice.
Rešavajući jednačine (4.3) i (4.4) zajedno, dobijamo:
. (4.5)
I shodno tome,
. (4.6)
Iz jednačina (4.5 i 4.6) jasno je da najveći dio energije alfa raspada (oko 98%) nose alfa čestice. Kinetička energija jezgra trzanja je ≈100 keV (sa energijom alfa raspada ≈5 MeV). Treba napomenuti da su čak i tako naizgled male vrijednosti kinetičke energije atoma trzanja vrlo značajne i dovode do visoke reaktivnosti atoma sličnih jezgara. Poređenja radi, imajte na umu da je energija toplotnog kretanja molekula na sobnoj temperaturi približno 0,04 eV, a energija hemijskih veza je obično manja od 2 eV. Stoga se jezgro trzanja ne samo kida hemijska veza u molekulu, ali i djelimično gubi svoju elektronsku ljusku (elektroni jednostavno ne prate jezgro trzanja) formiranjem jona.
Revizijom razne vrste radioaktivni raspad, uključujući alfa raspad, koriste energetske dijagrame. Najjednostavniji energetski dijagram prikazan je na sl. 4.1.
Rice. 4.1. Najjednostavnija shema alfa raspada.
Energetsko stanje sistema prije i poslije raspada prikazano je horizontalnim linijama. Alfa čestica je predstavljena strelicom (podebljanom ili dvostrukom) koja ide prema dolje s desna na lijevo. Strelica pokazuje energiju emitovanih alfa čestica.
Treba imati na umu da onaj prikazan na Sl. 4.1 dijagram je najjednostavniji slučaj kada alfa čestice koje emituje jezgro imaju jednu specifičnu energiju. Tipično, alfa spektar ima finu strukturu, tj. jezgra istog nuklida emituju alfa čestice sa energijama koje su prilično bliske, ali se ipak razlikuju po veličini. Utvrđeno je da ako se alfa tranzicija dogodi u pobuđenom stanju kćerke jezgre, tada će energija alfa čestica biti, shodno tome, manja od energije inherentne prijelazu između osnovnog stanja izvornog i kćerke jezgre radionuklida. . A ako postoji nekoliko takvih pobuđenih stanja, tada će biti nekoliko mogućih alfa prelaza. U tom slučaju nastaju jezgre kćeri različitih energija koje pri prelasku u osnovno ili stabilnije stanje emituju gama zrake.
Poznavajući energiju svih alfa čestica i gama kvanata, možemo konstruirati dijagram raspada energije.
Primjer. Konstruirajte dijagram raspada koristeći sljedeće podatke:
· energija α-čestica je: 4,46; 4.48; 4.61; i 4,68 MeV,
· energija γ-kvanta – 0,07; 0,13; 0,20; i 0,22 MeV.
Ukupna energija raspada je 4,68 MeV.
Rješenje. Sa energetskog nivoa originalnog jezgra povlačimo četiri strelice, od kojih svaka označava emisiju α-čestica određene energije. Izračunavanjem razlika između energija pojedinih grupa α-čestica i poređenjem ovih razlika sa energijama γ-kvanta, nalazimo koji prijelazi odgovaraju emisiji γ-kvanta svake energije
4,48 – 4,46 = 0,02 MeV nema odgovarajućih γ-kvanta
4,61 – 4,46 = 0,15 MeV
4,61 – 4,48 = 0,13 MeV energije odgovaraju energijama
4,68 – 4,46 = 0,22 MeV γ kvanta emitovanih tokom raspada
4,68 – 4,48 = 0,20 MeV 230 Th
4,68 – 4,61 = 0,07 MeV
Rice. 4.2 – Šema raspada 230 Th.
Istovremeno, moguć je i drugi slučaj, kada dođe do alfa tranzicije iz pobuđenog stanja matičnog jezgra u osnovno stanje kćerke jezgre. Ovi slučajevi se obično klasifikuju kao pojava alfa čestica dugog dometa, čija emisija nastaje iz pobuđenih jezgara nastalih kao rezultat kompleksnog β-raspada. Tako, kao primjer, na slici 4.3 prikazan je dijagram emisije α čestica dugog dometa od strane jezgra polonijum-212, nastalih kao rezultat β-raspada jezgra bizmuta-212. Može se vidjeti da, ovisno o prirodi β tranzicije, jezgro polonijum-212 može nastati u osnovnom i pobuđenom stanju. Alfa čestice koje se emituju iz pobuđenih stanja jezgra polonijum-212 su dugog dometa. Međutim, treba imati na umu da je za alfa-aktivna jezgra formirana na ovaj način vjerovatniji prijelaz iz pobuđenog stanja emitiranjem γ-kvanta, a ne alfa čestice dugog dometa. Stoga su alfa čestice velikog dometa vrlo rijetke.
Nadalje, naučnici su ustanovili veoma važan obrazac: kada mala povećanjem energije a-čestica, period poluraspada se mijenja za nekoliko redova veličine. Dakle, za 232 Th T a = 4,08 MeV, T 1/2 = 1,41×10 10 godina, a za 230. - T a = 4,76 MeV, T 1/2 = 1,7∙10 4 godine.
Rice. 4.3. Šema sekvencijalnog raspada: 212 Bi – 212 Po – 208 Pb
Može se vidjeti da je smanjenje energije alfa čestica za približno 0,7 MeV praćeno povećanjem vremena poluraspada za 6 redova veličine. At T α < 2 МэВ период полураспада становится настолько большим, что экспериментально обнаружить альфа-активность практически невозможно. Разброс в значениях периодов полураспада, характерных для альфа-распада, весьма велик:
10 16 godina ≥ T 1/2 ≥ 10 –7 sek,
a istovremeno postoji vrlo uzak raspon energija alfa čestica koje emituju radioaktivna jezgra:
2 MeV ≤ Tα ≤ 9 MeV.
Odnos između vremena poluraspada i energije alfa čestice eksperimentalno su ustanovili Geiger i Nattall 1911-1912. Pokazali su da je zavisnost lg T 1/2 lg Tα je dobro aproksimirano ravnom linijom:
. (4.7)
Ovaj zakon vrijedi za parno-parna jezgra. Dok se za neparno-neparna jezgra uočava vrlo značajno odstupanje od zakona.
Snažnu zavisnost verovatnoće alfa raspada, a samim tim i vremena poluraspada, od energije objasnili su G. Gamow i E. Condon 1928. godine koristeći teoriju jednočestičnog modela jezgra. U ovom modelu se pretpostavlja da alfa čestica stalno postoji u jezgru, tj. Matično jezgro se sastoji od kćerke jezgre i alfa čestice. Pretpostavlja se da se alfa čestica kreće u sfernom području radijusa R (R– radijus jezgra) i drži ga u jezgru kratkodometni Kulon nuklearne snage. Na udaljenostima r većim od radijusa kćerke jezgre R, djeluju Kulonove sile odbijanja.
Na sl. Slika 4.4 prikazuje zavisnost potencijalne energije između alfa čestice i jezgra trzanja o udaljenosti između njihovih centara.
Osa apscisa pokazuje udaljenost između jezgra kćeri i alfa čestice, a osa ordinata prikazuje energiju sistema. Kulonov potencijal je odsječen na udaljenosti R, što je približno jednako poluprečniku jezgra kćeri. Visina Kulonove barijere B, koju alfa čestica mora savladati da bi napustila jezgro, određena je relacijom:
Gdje Z I z su naboji kćerke jezgre i alfa čestice, respektivno.
Rice. 4.4. Promjena potencijalne energije sistema sa rastojanjem između jezgra kćeri i alfa čestice.
Veličina potencijalne barijere znatno premašuje energiju alfa čestica koju emituju radioaktivna jezgra, a prema zakonima klasične mehanike alfa čestica ne može napustiti jezgro. Ali za elementarne čestice, čije je ponašanje opisano zakonima kvantne mehanike, moguće je da te čestice prođu kroz potencijalnu barijeru, koja se naziva tunelski prijelaz.
U skladu sa teorijom alfa raspada, čije su početke postavili G. Gamow i E. Condon, opisano je stanje čestice valna funkcijaψ, koji je, prema uslovima normalizacije, različit od nule u bilo kojoj tački u prostoru, i stoga postoji konačna verovatnoća detekcije alfa čestice unutar i izvan barijere. Odnosno, moguć je proces takozvanog tuneliranja alfa čestice kroz potencijalnu barijeru.
Pokazalo se da je propusnost barijere funkcija atomskog broja, atomske mase, polumjera jezgra i karakteristika potencijalne barijere.
Utvrđeno je da alfa prelaze parno-parnih jezgara sa glavnog nivoa matičnih nuklida na glavni nivo kćeri nuklida karakterišu najmanji poluživoti. Za parno-parno, parno-neparno i neparno-neparno jezgro opći trend ostaje, ali njihov poluživot je 2-1000 puta duži nego za parno-parna jezgra sa datim Z i Tα Korisno je zapamtiti: energija alfa čestica koje emituju radionuklidi sa istim masenim brojem raste sa povećanjem nuklearnog naboja.
Slajd11
Alfa raspad je emisija alfa čestica (jezgri helijuma) od strane atomskog jezgra u osnovnom (nepobuđenom) stanju.
Glavne karakteristike poluživota T 1/2 , kinetička energija T α i kilometraža u materiji Rαα-čestice u materiji.
Osnovna svojstva alfa raspada
1. Alfa raspad se opaža samo u teškim jezgrima. Poznato je oko 300 α-radioaktivnih jezgara
2. Poluživot α-aktivnih jezgara je u velikom rasponu od
10 17 godina () 
i određena je Geiger-Nettall zakon
.
(1.32)
na primjer, za Z=84 konstante A= 128,8 i B = - 50,15, T α– kinetička energija α-čestice u Mev
3. Energije α-čestica radioaktivnih jezgara sadržane su u njima
(Mev)
T α min = 1,83 Mev (), Tαmax = 11,65 Mev(izomer
4. Uočena je fina struktura α-spektara radioaktivnih jezgara. Ovi spektri diskretno. Na slici 1.5. Prikazan je dijagram raspada jezgra plutonijuma. Spektar α čestica sastoji se od niza monoenergetskih linija koje odgovaraju prelazima na različitim nivoima kćer kernel.
6. Kilometraža α-čestica u vazduhu u normalnim uslovima
R α (cm) = 0,31 T α 3/2 Mev u (4< T α <7 Mev) (1.33)
7. Opća shema reakcije α-raspada
gdje je matično jezgro, jezgro kćer
Energija vezivanja α čestice u jezgru mora biti manja od nule da bi došlo do α raspada.
E St α =<0 (1.34)
Energija oslobođena tokom α-raspada Eα se sastoji od kinetičke energije α čestice Tα i kinetička energija kćerke jezgre T i
E α =| E St α | = T α +T i (1.35)
Kinetička energija α čestice je više od 98% ukupne energije α raspada
Vrste i svojstva beta raspada
Beta raspad slajd 12
Beta raspad jezgra je proces spontane transformacije nestabilnog jezgra u izobarno jezgro kao rezultat emisije elektrona (pozitrona) ili hvatanja elektrona. Poznato je oko 900 beta radioaktivnih jezgara.
Kod elektronskog β - raspada, jedan od neutrona jezgra pretvara se u proton sa emisijom elektrona i elektronskog antineutrina.
slobodni neutronski raspad 
, T 1/2 =10,7 min;
raspadanje tricijuma 
, T 1/2 = 12 godine
.
At pozitron β+ raspad jedan od protona jezgra pretvara se u neutron uz emisiju pozitivno nabijenog elektrona (pozitron) i elektronskog neutrina
Kada elektronsko e-hvatanje jezgro hvata elektron iz elektronske ljuske (obično K-ljuske) vlastitog atoma.
Energija β - -raspada nalazi se u opsegu
()0,02 Mev < Е β < 13,4 Mev ().
Spektar emitovanih β čestica kontinuirano od nule do maksimalne vrijednosti. Formule za proračun maksimalna energija beta raspada:
, (1.42)
, (1.43)
. (1.44)
gdje je masa matičnog jezgra, je masa kćerke jezgre. m e– masa elektrona.
Poluživot T 1/2 povezan sa verovatnoćom odnos beta raspada
Verovatnoća beta raspada snažno zavisi od energije beta raspada ( ~ Eβ 5 at Eβ >> m e c 2) dakle poluživot T 1/2 uvelike varira
10 -2 sek< T 1/2< 2 10 15 лет
Beta raspad nastaje kao rezultat slabe interakcije, jedne od osnovnih interakcija.
Radioaktivne porodice (serija) Slajd 13
Zakoni nuklearnog pomaka tokom α-raspada ( A→A – 4 ; Z→Z- 2) tokom β-raspada ( A→A; Z→Z+1).Od masenog broja A tokom α-raspada menja se u 4, a tokom β-raspada A ne mijenja, tada se članovi različitih radioaktivnih porodica ne „zbunjuju” jedni s drugima. Oni formiraju zasebne radioaktivne serije (lanci jezgara), koji završavaju svojim stabilnim izotopima.
Maseni broj članova svake radioaktivne porodice karakteriše formula
a=0 za porodicu torija, a=1 za porodicu neptunije, a=2 za porodicu uranijuma, a=3 za familiju aktinouranijuma. n- cijeli broj. vidi tabelu 1.2
Tabela 1.2
| Porodica | Početni izotop | Konačni stabilni izotop | Red | Poluživot početnog izotopa T 1/2 |
| torijum | olovo | 4n+0 | 14 10 9 godina | |
| uranijum | olovo | 4n+2 | 4,5 10 9 godina | |
| aktinouranijum | olovo | 4n+3 | 0,7 10 9 godina | |
| neptunija | bizmuta | 4n+1 | 2,2 10 6 godina |
Iz poređenja poluživota predaka porodica sa geološkom vremenuživota Zemlje (4,5 milijardi godina), jasno je da je skoro sav torij-232 sačuvan u Zemljinoj supstanci, otprilike polovina uranijuma-238 se raspala, većina uranijuma-235 i skoro sav neptunijum -237.
