Encyklopedisk YouTube
1 / 3
✪ Typer av förfall
✪ RADIOAKTIVITETS fysik
✪ Alfa och beta sönderfall
undertexter
Allt vi har diskuterat hittills inom kemi har varit baserat på stabiliteten hos elektroner, och var de med största sannolikhet finns i stabila skal. Men om vi fortsätter att studera atomen visar det sig att inte bara elektroner finns och verkar i atomen. Interaktioner sker i själva kärnan, den kännetecknas av instabilitet, som den försöker försvaga. Detta kommer att vara ämnet för vår videohandledning. Faktum är att studiet av dessa mekanismer inte ingår i kemiläroplanen för förstaårsstudenter, men denna kunskap kommer definitivt inte att vara överflödig. När vi studerar den starka kärnkraften, kvantfysik och liknande kommer vi att titta i detalj på varför protonerna, neutronerna och kvarkarna som utgör atomernas kärnor interagerar på detta sätt. Låt oss nu föreställa oss hur en kärna kan sönderfalla i allmänhet... Låt oss börja med en stråle av protoner. Jag ska rita några. Det här är protoner, och här kommer det att finnas neutroner. Jag ska måla dem i någon passande färg. Grå färg - vad du behöver. Så här är de, mina neutroner. Hur många protoner har jag? Jag har 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8. Så det kommer att finnas 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9 neutroner. Låt oss säga att detta är kärnan i en atom. Det här är förresten den allra första videon om atomkärnan. I allmänhet är det faktiskt väldigt svårt att rita en atom, eftersom den inte har tydligt definierade gränser. En elektron kan vara var som helst när som helst. Men om vi talar om platsen för elektronen 90% av tiden, kommer det att vara atomens radie eller diameter. Vi har länge vetat att kärnan är en oändligt liten del av volymen av den sfär där elektronen befinner sig 90 % av tiden. Och av detta följer att nästan allt vi ser runt omkring är tomt utrymme. Allt detta är tomt utrymme. Jag nämner detta eftersom detta är en oändlig liten fläck, även om det är en mycket liten del av atomens volym, är dess massa nästan hela atomens massa - detta är mycket viktigt. Dessa är inte atomer, dessa är inte elektroner. Vi penetrerar kärnan. Det visar sig att ibland är kärnan instabil och strävar efter att uppnå en mer stabil konfiguration. Vi kommer inte att gå in i detalj om orsakerna till kärnans instabilitet. Men låt mig bara säga att det ibland avger det som kallas alfapartiklar. Detta fenomen kallas alfasönderfall. Låt oss skriva ner det. Alfa förfall. Kärnan avger en alfapartikel, låter fantastiskt. Det är helt enkelt en samling neutroner och protoner. En alfapartikel är två neutroner och två protoner. Kanske känner de att de inte passar här, de här till exempel. Och utsläpp sker. De lämnar kärnan. Låt oss överväga vad som händer med en atom när något sådant här händer. Låt oss ta ett slumpmässigt element, låt oss kalla det E. Det har P - protoner. Jag ska rita bokstäverna i samma färg som protonerna. Så här är protonerna. Naturligtvis har element E ett atommassatal lika med summan av protoner och neutroner. Neutroner är grå. Alfasönderfall inträffar, vad kommer att hända med detta element? Vad kommer att hända med detta element? Antalet protoner minskas med två. Därför blir antalet protoner p minus 2. Och antalet neutroner minskar också med två. Så här har vi p minus 2, plus våra neutroner minus 2, så det är totalt minus 4. Massan reduceras med fyra, och det gamla elementet förvandlas till ett nytt. Kom ihåg att grundämnen bestäms av antalet protoner. Vid alfasönderfall förlorar man två neutroner och två protoner, men det är protonerna som förändrar det elementet till ett annat. Om vi kallar detta element 1, vilket är vad jag ska göra, har vi nu ett nytt element, element 2. Titta noga. Det sker ett utsläpp av något som har två protoner och två neutroner. Därför kommer dess massa att vara lika med massan av två protoner och två neutroner. Vad är detta? Något lossnar som har en massa på fyra. Vad innehåller två protoner och två neutroner? Nu har jag inte periodiska systemet element. Jag glömde att klippa och klistra in den innan jag filmade den här videon. Men du hittar snabbt in periodiska systemet ett grundämne som har två protoner, och detta grundämne är helium. Dess atommassa är faktiskt fyra. Under alfasönderfall är det faktiskt heliumkärnan som emitteras. Detta är en heliumkärna. Eftersom det är en heliumkärna har den inga elektroner för att neutralisera protonernas laddning, det är en jon. Den har inga elektroner. Den har bara två protoner, så den har en laddning på plus 2. Låt oss signera laddningen. En alfapartikel är helt enkelt en heliumjon, en heliumjon med en laddning på plus 2, spontant emitterad av kärnan för att uppnå ett mer stabilt tillstånd. Detta är en typ av förfall. Nu andra... Låt oss rita en annan kärna. Jag ska rita neutroner. Jag ska rita protoner. Ibland visar det sig att neutronen känns obekväm. Han tittar på vad protonerna gör varje dag och säger, vet du vad? På något sätt, när jag lyssnar på mig själv, känner jag att jag faktiskt borde vara en proton. Om jag vore en proton skulle hela kärnan vara lite mer stabil. Och vad gör det för att bli en proton? Kom ihåg att en neutron har en neutral laddning? Det är vad den gör, den avger en elektron. Det här verkar galet. Elektroner i neutroner och allt det där. Och jag håller med dig. Det här är vansinne. Och en dag ska vi studera allt som finns inuti kärnan. För nu, låt oss bara säga att en neutron kan avge en elektron. Vilket är vad han gör. Så här är elektronen. Vi tar dess massa för att vara noll... I själva verket är det inte så, men vi talar nu om enheter av atommassa. Om massan av en proton är en, är massan av en elektron 1836 gånger mindre. Därför tar vi dess massa till noll. Även om detta inte är sant. Och dess avgift är minus 1. Så låt oss återgå till processen. En neutron avger en elektron. Naturligtvis förblir neutronen inte neutral, utan förvandlas till en proton. Detta kallas beta-förfall. Låt oss skriva ner det här. Beta-förfall. Och en beta-partikel är faktiskt bara en emitterad elektron. Låt oss återgå till vårt element. Den har ett visst antal protoner och neutroner. Tillsammans utgör de masstalet. Vad händer när den genomgår beta-förfall? Ändras antalet protoner? Naturligtvis har vi en proton mer än vi hade eftersom en neutron förvandlades till en proton. Antalet protoner har ökat med 1. Har masstalet förändrats? Låt oss se. Antalet neutroner minskade med en och antalet protoner ökade med en. Därför har masstalet inte ändrats. Det är fortfarande P plus N, vilket betyder att massan förblir densamma, till skillnad från situationen med alfasönderfall, men själva elementet förändras. Antalet protoner ändras. Som ett resultat av beta-förfall får vi igen nytt element . Nu är situationen en annan. Låt oss säga att en av dessa protoner tittar på neutronerna och säger, gissa vad? Jag ser hur de bor. Jag älskar det. Jag tror att jag skulle vara mer bekväm, och vår grupp av partiklar inuti kärnan skulle vara lyckligare om jag också var en neutron. Vi skulle alla vara i ett mer stabilt tillstånd. Och vad gör han? Denna nödställda proton har möjlighet att avge en positron snarare än en proton. Den avger en positron. Och vad är det? Detta är en partikel som har exakt samma massa som en elektron. Det vill säga dess massa är 1836 gånger mindre än en protons massa. Men här skriver vi helt enkelt noll, eftersom det i atommassaenheter närmar sig noll. Men en positron har en positiv laddning. Det som är lite förvirrande är att det fortfarande står e. När jag ser e:et tror jag att det är en elektron. Men nej, denna partikel betecknas e eftersom det är samma typ av partikel, men istället för att ha en negativ laddning har den en positiv laddning. Detta är en positron. Låt oss skriva under. Något ovanligt börjar hända med dessa typer av partiklar och materia som vi tittar på. Men detta är ett faktum. Och om en proton sänder ut denna partikel, följer dess positiva laddning praktiskt taget med den, och denna proton förvandlas till en neutron. Detta kallas positronemission. Positronutsläpp är ganska lätt att föreställa sig, namnet säger allt. Återigen grundämnet E, med ett visst antal protoner och neutroner. Vad ska detta nya element vara? Han tappar en proton. P minus 1. Det förvandlas till en neutron. Det vill säga antalet P minskar med ett. Siffran N ökar med ett. Därför förändras inte hela atomens massa. Det blir P plus N. Men vi borde väl ändå ha ett annat element? När beta-sönderfall inträffar ökar antalet protoner. Vi har flyttat till höger på det periodiska systemet, eller ökat, du förstår vad jag menar. När positronemission inträffar minskar antalet protoner. Du måste skriva ner detta i båda dessa reaktioner. Så detta är en positronemission, och det finns en positron kvar. Och i vårt beta-sönderfall återstår en elektron. Reaktionerna skrivs exakt likadant. Du vet att det är en elektron eftersom den har en laddning på minus 1. Du vet att det är en positron eftersom den har en laddning på plus 1. Det finns en sista typ av sönderfall som du bör känna till. Men det ändrar inte antalet protoner eller neutroner i kärnan. Det frigör helt enkelt en enorm mängd energi, eller ibland en högenergiproton. Detta fenomen kallas gammasönderfall. Gammasönderfall innebär att dessa partiklar ändrar sin konfiguration. De kommer lite närmare. Och när de kommer närmare frigör de energi i form av elektromagnetisk strålning med mycket kort våglängd. I huvudsak kan du kalla det en gammapartikel eller en gammastråle. Detta är ultrahög energi. Gammastrålar är mycket farliga. De kan döda dig. Allt var teori. Låt oss nu lösa ett par problem och ta reda på vilken typ av förfall vi har att göra med. Här har jag beryllium-7, där sju är atommassan. Och jag förvandlar den till litium-7. Så vad händer här? Massan av berylliumkärnan förblir oförändrad, men antalet protoner minskar från fyra till tre. Antalet berylliumprotoner har minskat. Den totala massan har inte förändrats. Detta är verkligen inte alfaförfall. Alfasönderfall är som ni vet frigörandet av helium från kärnan. Så vad sticker ut? En positiv laddning, eller positron, frigörs. Detta illustreras här med hjälp av ekvationen. Detta är en positron. Därför är denna typ av sönderfall av beryllium-7 till litium-7 positronemission. Allt klart. Låt oss nu titta på följande exempel. Uran-238 sönderfaller till torium-234. Och vi ser att atommassan minskar med 4, och vi ser att atomnumret minskar, antalet protoner minskar med 2. Förmodligen släpptes något som har en atommassa på fyra, och ett atomnummer på två, dvs. helium. Så detta är alfasönderfall. Här är en alfapartikel. Detta är ett exempel på alfasönderfall. Men det är inte så enkelt. För om det av 92 protoner finns 90 protoner kvar, finns det fortfarande 92 elektroner kvar här. Blir laddningen nu minus 2? Och dessutom har heliumet som frigörs inga elektroner. Det är bara en heliumkärna. Så blir avgiften plus 2? Om du ställer den här frågan kommer du att ha helt rätt. Men i själva verket är det i sönderfallsögonblicket som toriumet inte längre har någon anledning att hålla fast vid de två elektronerna, så de två elektronerna försvinner och toriumet blir neutralt igen. Och helium reagerar väldigt snabbt på samma sätt. Den behöver verkligen två elektroner för att vara stabil, så den tar väldigt snabbt tag i två elektroner och blir stabil. Du kan skriva detta hur som helst. Låt oss titta på ett annat exempel. Jag har jod här. Bra. Vi får se vad som händer. Massan förändras inte. Protoner måste förvandlas till neutroner eller neutroner måste förvandlas till protoner. Vi ser att här har jag 53 protoner, och här har jag 54. Tydligen förvandlades en neutron till en proton. Neutronen förvandlades tydligen till en proton. Och neutronen förvandlas till en proton som avger en elektron. Och vi ser det under denna reaktion. Elektronen släpptes. Så detta är beta-förfall. Detta är en beta-partikel. Signerad. Samma logik gäller. Vänta, istället för 53 finns det 54 protoner. Nu när jag har lagt till ytterligare en proton, kommer jag fortfarande att ha en positiv laddning? Ja det kommer det. Men väldigt snart - kanske inte bara dessa elektroner, det är så många elektroner som går runt - jag kommer att ta elektroner någonstans ifrån för att bli stabil, och jag kommer att bli stabil igen. Men du kommer att ha helt rätt om du ställer frågan, kommer partikeln att bli en jon under en liten bråkdel av tiden? Låt oss titta på ett annat exempel. Radon-222, atomnummer 86, som förvandlas till polonium -218, atomnummer 84. En intressant liten utvikning. Polonium är uppkallat efter Polen eftersom Marie Curie, som upptäckte det, var därifrån vid den tiden, runt slutet av 1800-talet – Polen existerade ännu inte som ett separat land. Dess territorium var uppdelat mellan Preussen, Ryssland och Österrike. Och polackerna ville verkligen att folk skulle veta att de är ett folk. De gjorde upptäckten att när radon sönderfaller bildas detta element. Och de döpte det för att hedra sitt hemland, Polen. Det är förmånen att upptäcka nya element. Men låt oss återgå till uppgiften. Så vad hände? Atommassan minskade med fyra. Atomnumret har minskat med två. Jag upprepar ännu en gång, tydligen släpptes en heliumpartikel. Heliumkärnan har en atommassa på fyra och ett atomnummer på två. Allt klart. Så detta är alfasönderfall. Du kan skriva att detta är en heliumkärna. Den har inga elektroner. Vi kan till och med direkt säga att den kommer att ha en negativ laddning, men sedan förlorar den den. Undertexter från Amara.org-communityt
Teori
Alfasönderfall från huvud tillstånd observeras endast i ganska tunga kärnor, till exempel i radium-226 eller uran-238. Alfa-radioaktiva kärnor i tabellen över nuklider visas med början med atomnummer 52 (tellur) och ett masstal på cirka 106-110, och med ett atomnummer större än 82 och ett masstal större än 200, nästan alla nuklider är alfa-radioaktiva, även om de kan ha alfasönderfall och ett icke-dominant sönderfallsläge. Bland naturlig isotoper alfa-radioaktivitet observeras i flera nuklider av sällsynta jordartsmetaller (neodym-144, samarium-147, samarium-148, europium-151, gadolinium-152), såväl som i flera nuklider av tungmetaller (hafnium-174, volfram- 180, osmium-186, platina-190, vismut-209, torium-232, uran-235, uran-238) och i kortlivade sönderfallsprodukter av uran och torium.
Alfasönderfall från mycket upphetsad Nukleära tillstånd observeras också i ett antal lätta nuklider, till exempel litium-7.
En alfapartikel genomgår en tunnelövergång genom en potentiell barriär, orsakad av kärnkrafter, så alfasönderfall är i huvudsak en kvantprocess. Eftersom sannolikheten för tunneleffekten beror exponentiellt på barriärhöjden, ökar halveringstiden för alfa-aktiva kärnor exponentiellt med minskande alfapartikelenergi (detta faktum utgör innehållet i Geiger-Nattall-lagen). När alfapartikelenergin är mindre än 2 MeV överskrider livslängden för alfa-aktiva kärnor avsevärt universums livstid. Därför, även om de flesta naturliga isotoper tyngre än cerium i princip kan sönderfalla genom denna kanal, har endast ett fåtal av dem faktiskt registrerat sådant sönderfall. Fara för levande organismer
Eftersom de är ganska tunga och positivt laddade, har alfapartiklar från radioaktivt sönderfall en mycket kort räckvidd i materia och förlorar snabbt energi på kort avstånd från källan när de rör sig genom ett medium. Detta resulterar i att all strålningsenergi frigörs i en liten volym av ämnet, vilket ökar chanserna för cellskador när strålkällan kommer in i kroppen. dock extern Strålning från radioaktiva källor är ofarlig, eftersom alfapartiklar effektivt kan hållas kvar av några centimeter luft eller tiotals mikrometer tätt material - till exempel ett pappersark och till och med stratum corneum i epidermis, utan att nå levande celler. Inte ens att röra vid en källa till ren alfastrålning är inte farlig, även om man bör komma ihåg att många alfastrålningskällor också avger mycket mer genomträngande typer av strålning (betapartiklar, gammastrålar, ibland neutroner). Men om en alfakälla kommer in i kroppen resulterar det i betydande strålningsexponering. Kvalitetsfaktorn för alfastrålning är 20 (mer än alla andra typer av joniserande strålning, med undantag för tunga kärnor och fissionsfragment). Det betyder att i levande vävnad skapar en alfapartikel uppskattningsvis 20 gånger mer skada än en gammastråle eller beta-partikel med lika energi.
Allt ovanstående gäller radioaktiva källor för alfapartiklar, vars energier inte överstiger 15 MeV. Alfa-partiklar som produceras vid en accelerator kan ha betydligt högre energier och skapa en betydande dos även med yttre bestrålning av kroppen.
Halveringstiderna för kända a-radioaktiva kärnor varierar kraftigt. Således har volframisotopen 182 W en halveringstid T 1/2 > 8,3·10 18 år, och protactiniumisotopen 219 Pa har T 1/2 = 5,3·10 -8 s.
Ris. 2.1. Beroende av halveringstiden för ett radioaktivt element på den kinetiska energin hos en a-partikel av ett naturligt radioaktivt element. Den streckade linjen är Geiger-Nattall-lagen.
För jämna isotoper, halveringstidens beroende av α-sönderfallsenergin Q α beskrivs empiriskt Geiger-Nettall lag
där Z är laddningen av den slutliga kärnan, halveringstiden T 1/2 uttrycks i sekunder och energin för α-partikeln E α är i MeV. I fig. Figur 2.1 visar de experimentella värdena för halveringstider för a-radioaktiva jämna isotoper (Z varierar från 74 till 106) och deras beskrivning med hjälp av relation (2.3).
För udda-jämna, jämna-udda och udda-udda kärnor den allmänna tendensen hos beroendet
log T 1/2 av Q α bevaras, men halveringstiderna är 2–100 gånger längre än för jämna kärnor med samma Z och Q α .
För att α-sönderfall ska inträffa är det nödvändigt att massan av den initiala kärnan M(A,Z) är större än summan av massorna av den slutliga kärnan M(A-4, Z-2) och α-partikeln M α:
där Q α = c 2 är α-sönderfallsenergin.
Eftersom M α<< M(A-4, Z-2),
huvuddelen av α-sönderfallsenergin förs bort av α ‑
partikel och endast ≈ 2% - den slutliga kärnan (A-4, Z-2).
Energispektra för α-partiklar av många radioaktiva grundämnen består av flera linjer (fin struktur av α-spektra). Anledningen till uppkomsten av den fina strukturen av α-spektrumet är sönderfallet av den initiala kärnan (A,Z) till det exciterade tillståndet av kärnan (A-4, Z-2). Genom att mäta spektra av alfapartiklar kan man få information om arten av exciterade tillstånd
kärnor (A-4, Z-2).
För att bestämma värdeintervallet för A- och Z-kärnor för vilka α-sönderfall är energetiskt möjligt, används experimentella data om kärnornas bindningsenergier. Beroendet av α-sönderfallsenergin Q α av masstalet A visas i fig. 2.2.
Från fig. 2.2 är det tydligt att α-sönderfall blir energetiskt möjligt med början från A ≈ 140. I regionerna A = 140–150 och A ≈ 210 har värdet på Q α distinkta maxima, som beror på kärnans skalstruktur. Maximum vid A = 140–150 är associerat med fyllningen av neutronskalet med det magiska talet N = A – Z = 82, och maximum vid A ≈ 210 är associerat med fyllningen av protonskalet vid Z
= 82. Det beror på skalstrukturen atomkärnan Den första regionen (sällsynta jordartsmetaller) av α-aktiva kärnor börjar vid N = 82, och tunga α-radioaktiva kärnor blir särskilt många med början vid Z = 82.
Ris. 2.2. Beroende av α-sönderfallsenergi på massa nummer A.
Det breda intervallet av halveringstider, liksom de stora värdena för dessa perioder för många α-radioaktiva kärnor, förklaras av det faktum att en α-partikel inte kan "omedelbart" lämna kärnan, trots att detta är energetiskt gynnsam. För att lämna kärnan måste α-partikeln övervinna potentialbarriären - regionen vid kärnans gräns, bildad på grund av den potentiella energin från den elektrostatiska repulsionen av α-partikeln och den slutliga kärnan och de attraktionskrafter mellan nukleoner. Ur klassisk fysiks synvinkel kan en alfapartikel inte övervinna en potentiell barriär, eftersom den inte har den kinetiska energin som krävs för detta. Kvantmekaniken tillåter dock en sådan möjlighet − α ‑
partikeln har en viss sannolikhet att passera genom den potentiella barriären och lämna kärnan. Detta kvantmekaniska fenomen kallas "tunneleffekten" eller "tunnling". Ju större höjden och bredden på barriären är, desto lägre är sannolikheten för tunnling, och halveringstiden är motsvarande längre. Brett utbud av halveringstider
α-emittrar förklaras av olika kombinationer av kinetiska energier hos α-partiklar och höjder av potentiella barriärer. Om barriären inte fanns skulle alfapartikeln lämna kärnan bakom den karakteristiska kärnan
tid ≈ 10 -21 – 10 -23 s.
Den enklaste modellen för α-sönderfall föreslogs 1928 av G. Gamow och oberoende av G. Gurney och E. Condon. I denna modell antogs att α-partikeln ständigt existerar i kärnan. Medan alfapartikeln är i kärnan verkar kärnkrafter av attraktion på den. Radien för deras verkan är jämförbar med radien för kärnan R. Kärnpotentialens djup är V 0 . Utanför kärnytan vid r > R är potentialen Coulombs repulsiva potential
V(r) = 2Ze2/r.
Ris. 2.3. Energier för α-partiklar E α beroende på antalet neutroner N
i den ursprungliga kärnan. Linjer förbinder isotoper av samma kemiska element.
Ett förenklat diagram över den kombinerade verkan av den nukleära attraktiva potentialen och Coulombs repulsiva potential visas i figur 2.4. För att lämna kärnan måste en α-partikel med energi E α passera genom en potentiell barriär som finns i området från R till Rc. Sannolikheten för α-sönderfall bestäms huvudsakligen av sannolikheten D för att en α-partikel passerar genom en potentiell barriär
Inom ramen för denna modell var det möjligt att förklara det starka beroendet av sannolikheten α ‑ sönderfall från α-partikelns energi.
Ris. 2.4. Potentiell energi för en α-partikel. Potentiell barriär.
För att beräkna sönderfallskonstanten λ är det nödvändigt att multiplicera passagekoefficienten för en α-partikel genom potentialbarriären, för det första med sannolikheten w α att α-partikeln bildades i kärnan, och för det andra, med sannolikheten att den kommer att ligga vid kärngränsen. Om en alfapartikel i en kärna med radien R har en hastighet v, kommer den att närma sig gränsen i genomsnitt ≈ v/2R gånger per sekund. Som ett resultat får vi relationen för avklingningskonstanten λ
 |
(2.6) |
Hastigheten för en α-partikel i kärnan kan uppskattas baserat på dess kinetiska energi E α + V 0 inuti kärnpotentialbrunnen, vilket ger v ≈ (0,1-0,2) s. Det följer redan av detta att om det finns en alfapartikel i kärnan är sannolikheten för att den passerar genom barriären D<10 -14 (для самых короткоживущих
относительно α‑распада тяжелых ядер).
Grovheten hos skattningen av den preexponentiella faktorn är inte särskilt signifikant, eftersom avklingningskonstanten beror på den ojämförligt mindre än på exponenten.
Av formel (2.6) följer att halveringstiden starkt beror på radien av kärnan R, eftersom radien R ingår inte bara i den pre-exponentiella faktorn, utan även i exponenten, som en integrationsgräns. Därför är det möjligt att bestämma radierna för atomkärnor utifrån α-sönderfallsdata. Radierna som erhålls på detta sätt visar sig vara 20–30 % större än de som finns i elektronspridningsexperiment. Denna skillnad beror på att i experiment med snabba elektroner mäts radien för den elektriska laddningsfördelningen i kärnan, och vid α-sönderfall mäts avståndet mellan kärnan och α-partikeln, vid vilket kärnkrafterna upphör att spela teater.
Närvaron av Plancks konstant i exponenten (2.6) förklarar halveringstidens starka beroende av energi. Även en liten förändring i energi leder till en betydande förändring av exponenten och därmed till en mycket kraftig förändring av halveringstiden. Därför är energierna hos de emitterade a-partiklarna mycket begränsade. För tunga kärnor flyger α-partiklar med energier över 9 MeV ut nästan omedelbart, och med energier under 4 MeV lever de i kärnan så länge att α-sönderfall inte ens kan detekteras. För sällsynta jordartsmetaller α-radioaktiva kärnor reduceras båda energierna genom att reducera kärnans radie och höjden på den potentiella barriären.
I fig. Figur 2.5 visar beroendet av α-sönderfallsenergin hos Hf-isotoperna (Z = 72) av masstalet A i intervallet masstalen A = 156–185. Tabell 2.1 visar α-sönderfallsenergier, halveringstider och huvudsakliga sönderfallskanaler för 156–185 Hf-isotoperna. Man kan se hur, när massatalet A ökar, minskar α-sönderfallsenergin, vilket leder till en minskning av sannolikheten för α-sönderfall och en ökning av sannolikheten för β-sönderfall (tabell 2.1). 174 Hf-isotopen, som är en stabil isotop (i den naturliga blandningen av isotoper är den 0,16%), sönderfaller ändå med en halveringstid T 1/2 = 2·10 15 år med emission av en α-partikel.
Ris. 2.5. Beroende av α-sönderfallsenergin Q α för Hf-isotoper (Z = 72)
från massa nummer A.
Tabell 2.1
Beroende av α-sönderfallsenergi Q α, halveringstid T 1/2,
olika sönderfallslägen för H f-isotoper (Z = 72) beroende på masstalet A
| Z | N | A | Qa | T 1/2 | Avklingningslägen (%) |
|---|---|---|---|---|---|
| 72 | 84 | 156 | 6.0350 | 23 ms | α(100) |
| 72 | 85 | 157 | 5.8850 | 110 ms | a (86), e (14) |
| 72 | 86 | 158 | 5.4050 | 2,85 s | a (44,3), e (55,7) |
| 72 | 87 | 159 | 5.2250 | 5,6 s | a (35), e (65) |
| 72 | 88 | 160 | 4.9020 | 13,6 s | a (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 h | e (100) |
| 72 | 99 | 171 | 2.7390 | 12,1 h | e (100) |
| 72 | 100 | 172 | 2.7470 | 1,87 timmar | e (100) |
| 72 | 101 | 173 | 2.5350 | 23,4 timmar | e (100) |
| 72 | 102 | 174 | 2.4960 | 2 10 15 l | e (100) |
| 72 | 103 | 175 | 2.4041 | 70 dagar | e (100) |
| 72 | 104 | 176 | 2.2580 | hugg. | |
| 72 | 105 | 177 | 2.2423 | hugg. | |
| 72 | 106 | 178 | 2.0797 | hugg. | |
| 72 | 107 | 179 | 1.8040 | hugg. | |
| 72 | 108 | 180 | 1.2806 | hugg. | |
| 72 | 109 | 181 | 1.1530 | 42,39 dagar | β - (100) |
| 72 | 110 | 182 | 1.2140 | 8,9 10 6 l | β - (100) |
| 72 | 111 | 183 | 0.6850 | 1.07 h | β - (100) |
| 72 | 112 | 184 | 0.4750 | 4.12 timmar | β - (100) |
| 72 | 113 | 185 | 0.0150 | 3,5 min | β - (100) |
Hf-isotoper med A = 176–180 är stabila isotoper. Dessa isotoper har också positiv α-sönderfallsenergi. Emellertid är α-sönderfallsenergin ~1,3–2,2 MeV för låg och α-sönderfallet av dessa isotoper detekterades inte, trots sannolikheten för α-sönderfall som inte är noll. Med en ytterligare ökning av masstalet A > 180 blir β - sönderfall den dominerande sönderfallskanalen.
Under radioaktiva sönderfall kan den slutliga kärnan hamna inte bara i grundtillståndet, utan också i ett av de exciterade tillstånden. Det starka beroendet av sannolikheten för α-sönderfall av α-partikelns energi leder emellertid till det faktum att sönderfall till exciterade nivåer av den slutliga kärnan vanligtvis sker med mycket låg intensitet, eftersom när den slutliga kärnan exciteras, energin hos α-partikeln minskar. Därför kan endast sönderfall till rotationsnivåer med relativt låga excitationsenergier observeras experimentellt. Sönderfall till exciterade nivåer av den slutliga kärnan leder till uppkomsten av en fin struktur i energispektrumet för de emitterade α-partiklarna.
Den huvudsakliga faktorn som bestämmer egenskaperna hos α-sönderfall är passagen av α-partiklar genom en potentiell barriär. Andra faktorer manifesterar sig relativt svagt, men i vissa fall gör de det möjligt att få ytterligare information om kärnans struktur och mekanismen för α-sönderfall av kärnan. En av dessa faktorer är uppkomsten av en kvantmekanisk centrifugalbarriär. Om en α-partikel emitteras från en kärna (A,Z) med spin J i, och en ändlig kärna bildas
(A-4, Z-2) i ett tillstånd med spin Jf, då måste α-partikeln bära bort det totala momentum J, bestämt av relationen
Eftersom α-partikeln har noll spinn sammanfaller dess totala rörelsemängd J med rörelsemängdsrörelsen l som förs bort av α-partikeln
Som ett resultat uppstår en kvantmekanisk centrifugalbarriär.
Förändringen i formen av den potentiella barriären på grund av centrifugalenergi är obetydlig, främst på grund av att centrifugalenergin minskar med avståndet mycket snabbare än Coulomb-energin (som 1/r 2, och inte som 1/r). Men eftersom denna förändring delas med Plancks konstant och faller in i exponenten, leder den i stort sett till en förändring av kärnans livslängd.
Tabell 2.2 visar den beräknade permeabiliteten för centrifugalbarriären B l för α-partiklar emitterade med orbital rörelsemängd l relativt permeabiliteten för centrifugalbarriären B 0 för α-partiklar emitterade med kretsloppsmängd l = 0 för en kärna med Z = 90, α-partikelenergi E α = 4,5 MeV. Det kan ses att med en ökning av orbitalmomentet l som förs bort av α-partikeln, sjunker permeabiliteten för den kvantmekaniska centrifugalbarriären kraftigt.
Tabell 2.2
Relativ permeabilitet för centrifugalbarriären förα -partiklar,
avgår med orbital momentum l
(Z = 90, Ea = 4,5 MeV)
En mer signifikant faktor som dramatiskt kan omfördela sannolikheterna för olika grenar av α-sönderfall kan vara behovet av en betydande omstrukturering av kärnans inre struktur under emissionen av en α-partikel. Om den initiala kärnan är sfärisk och grundtillståndet för den slutliga kärnan är kraftigt deformerat, måste den initiala kärnan för att kunna utvecklas till grundtillståndet för den slutliga kärnan ordna om sig själv i processen att sända ut en alfapartikel, vilket kraftigt förändras dess form. En sådan förändring av kärnans form involverar vanligtvis ett stort antal nukleoner och ett system med få nukleoner såsom α ‑
en partikel som lämnar kärnan kanske inte kan tillhandahålla den. Detta innebär att sannolikheten för bildandet av den slutliga kärnan i grundtillståndet kommer att vara försumbar. Om det bland de exciterade tillstånden i den slutliga kärnan finns ett tillstånd nära sfäriskt, kan den initiala kärnan, utan betydande omarrangemang, gå in i det som ett resultat av α ‑
sönderfall Sannolikheten för befolkning på en sådan nivå kan visa sig vara stor, vilket avsevärt överstiger sannolikheten för befolkning i lägre liggande stater, inklusive grundtillståndet.
Från α-sönderfallsdiagrammen för isotoperna 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra, starka beroenden av sannolikheten för α-sönderfall till exciterade tillstånd på α-partikelns energi och av orbitalmomentet l som förs bort av α-partiklarna är synliga.
α-sönderfall kan också inträffa från exciterade tillstånd av atomkärnor. Som ett exempel visar tabellerna 2.3 och 2.4 sönderfallssätten för marken och isomera tillstånd för isotoperna 151 Ho och 149 Tb.
Tabell 2.3
α-sönderfall av marken och isomera tillstånd av 151 Ho
Tabell 2.4
a-sönderfall av marken och isomera tillstånd på 149 Tb
I fig. Figur 2.6 visar energidiagrammen för markens sönderfall och isomera tillstånd för isotoperna 149 Tb och 151 Ho.
Ris. 2.6 Energidiagram över markens sönderfall och isomera tillstånd för isotoperna 149 Tb och 151 Ho.
α-sönderfall från det isomera tillståndet av 151 Ho isotopen (J P = (1/2) + , E isomer = 40 keV) är mer sannolikt (80%) än e-infångning till detta isomera tillstånd. Samtidigt förfaller grundtillståndet för 151 Ho främst till följd av e-capture (78%).
I 149 Tb isotopen sker sönderfallet av det isomera tillståndet (J P = (11/2) - , E isomer = 35,8 keV) i det överväldigande fallet som ett resultat av e-capture. De observerade särdragen i sönderfallet av marken och isomera tillstånd förklaras av storleken på energin för α-sönderfall och e-capture och det orbitala vinkelmomentet som förs bort av α-partikeln eller neutrinon.
Kärnorna i de flesta atomer är ganska stabila formationer. Emellertid omvandlas kärnorna av atomer av radioaktiva ämnen under processen för radioaktivt sönderfall spontant till kärnorna av atomer av andra ämnen. Så 1903 upptäckte Rutherford att radium som placerats i ett kärl efter en tid förvandlades till radon. Och ytterligare helium dök upp i kärlet: (88^226)Ra→(86^222)Rn+(2^4)He. För att förstå innebörden av det skriftliga uttrycket, studera ämnet massa och laddningsnummer för en atoms kärna.
Det var möjligt att fastställa att huvudtyperna av radioaktivt sönderfall: alfa- och beta-sönderfall inträffar enligt följande förskjutningsregel:
Alfa förfall
Under alfasönderfall en alfapartikel (kärnan i en heliumatom) emitteras. Från ett ämne med antalet protoner Z och neutroner N i atomkärnan förvandlas det till ett ämne med antalet protoner Z-2 och antalet neutroner N-2 och följaktligen atommassa A-4: (Z ^A)X→(Z-2^ (A-4))Y +(2^4)He. Det vill säga, det resulterande elementet flyttas två celler tillbaka i det periodiska systemet.
Exempel på α-sönderfall:(92^238)U→(90^234)Th+(2^4)He.
Alfa förfall är intranukleär process. Som en del av en tung kärna, på grund av en komplex kombination av nukleära och elektrostatiska krafter, bildas en oberoende α-partikel, som trycks ut av Coulomb-krafter mycket mer aktivt än andra nukleoner. Under vissa förhållanden kan den övervinna krafterna i kärnsamverkan och flyga ut ur kärnan.
Beta-förfall
Under beta-förfall en elektron (β-partikel) emitteras. Som ett resultat av sönderfallet av en neutron till en proton, elektron och antineutrino, ökar kärnans sammansättning med en proton, och elektronen och antineutrino emitteras utåt: (Z^A)X→(Z+1^A) Y+(-1^0)e+(0 ^0)v. Följaktligen flyttas det resulterande elementet en cell framåt i det periodiska systemet.
Exempel på β-sönderfall:(19^40)K→(20^40)Ca+(-1^0)e+(0^0)v.
Beta-förfall är intranukleonprocess. Neutronen genomgår omvandlingen. Det finns också beta plus förfall eller positron beta-sönderfall. Vid positronsönderfall avger kärnan en positron och en neutrino, och elementet flyttar tillbaka en cell på det periodiska systemet. Positron beta-sönderfall åtföljs vanligtvis av elektroninfångning.
Gammaförfall
Förutom alfa- och beta-sönderfall finns det även gamma-sönderfall. Gammasönderfall är emissionen av gammakvanta från kärnor i ett exciterat tillstånd, där de har hög energi jämfört med det oexciterade tillståndet. Kärnor kan komma till ett exciterat tillstånd under kärnreaktioner eller under radioaktiva sönderfall av andra kärnor. De flesta exciterade tillstånd av kärnor har en mycket kort livslängd - mindre än en nanosekund.
Det finns också sönderfall med emission av en neutron, proton, klusterradioaktivitet och några andra, mycket sällsynta typer av sönderfall. Men rådande
Vid denna typ av sönderfall sönderfaller en kärna med atomnummer Z och massnummer A genom att sända ut en alfapartikel, vilket leder till bildandet av en kärna med atomnummer Z-2 och massnummer A-4:
För närvarande är mer än 200 alfa-emitterande nuklider kända, bland vilka lätta och medelstora kärnor är nästan frånvarande. Bland lätta kärnor är undantaget 8 Be, dessutom är cirka 20 alfa-emitterande nuklider av sällsynta jordartsmetaller kända. De allra flesta a-emitterande isotoper tillhör radioaktiva grundämnen, d.v.s. till grundämnen med Z> 83, varav en betydande del är artificiella nuklider. Bland naturliga nuklider finns det cirka 30 alfaaktiva kärnor som tillhör tre radioaktiva familjer (uran-, aktinium- och toriumserier), vilka diskuteras ovan. Halveringstiderna för kända alfa-radioaktiva nuklider sträcker sig från 0,298 μs för 212 Po till >10 15 år för 144 Nd, 174 Hf. Energin hos alfapartiklar som emitteras av tunga kärnor från grundtillstånd är 4-9 MeV, och av sällsynta jordartsmetallkärnor 2-4,5 MeV.
Att sannolikheten för alfasönderfall ökar med ökande Z, beror på det faktum att denna typ av kärnomvandling är förknippad med Coulomb-avstötning, som, när storleken på kärnorna ökar, ökar proportionellt Z 2, medan nukleära attraktionskrafter växer linjärt med ökande massantal A.
Som visats tidigare kommer kärnan att vara instabil med avseende på a-förfall om ojämlikheten håller:
var och 
är restmassorna för de initiala respektive slutliga kärnorna;
– a-partikelns massa.
Energi av α-sönderfall av kärnor ( Eα) består av den kinetiska energin hos alfapartikeln som emitteras av moderkärnan Tα, och den kinetiska energi som dotterkärnan förvärvar som ett resultat av emissionen av en alfapartikel (rekylenergi) T-avdelningen:
Med hjälp av lagarna för bevarande av energi och momentum kan vi få sambandet:
Var M avdelning = 
– rekylkärnans massa;
Mα är massan av alfapartikeln.
När vi löser ekvationerna (4.3) och (4.4) tillsammans får vi:
. (4.5)
Och på motsvarande sätt,
. (4.6)
Från ekvationerna (4.5 och 4.6) är det tydligt att huvuddelen av alfasönderfallsenergin (cirka 98%) förs bort av alfapartiklar. Den kinetiska energin för rekylkärnan är ≈100 keV (med en alfasönderfallsenergi på ≈5 MeV). Det bör noteras att även sådana till synes små värden av den kinetiska energin hos rekylatomer är mycket betydande och leder till den höga reaktiviteten hos atomer med liknande kärnor. För jämförelse, notera att energin för termisk rörelse hos molekyler vid rumstemperatur är cirka 0,04 eV, och energin för kemiska bindningar är vanligtvis mindre än 2 eV. Därför slits inte bara rekylkärnan kemisk bindning i molekylen, men förlorar också delvis sitt elektronskal (elektronerna hänger helt enkelt inte med i rekylkärnan) med bildandet av joner.
Genom att revidera olika typer radioaktivt sönderfall, inklusive alfasönderfall, använder energidiagram. Det enklaste energidiagrammet visas i fig. 4.1.
Ris. 4.1. Det enklaste alfasönderfallsschemat.
Systemets energitillstånd före och efter sönderfallet visas med horisontella linjer. En alfapartikel representeras av en pil (fet eller dubbel) som går ner från höger till vänster. Pilen indikerar energin hos de emitterade alfapartiklarna.
Man bör komma ihåg att den som visas i fig. 4.1 diagrammet är det enklaste fallet när alfapartiklarna som emitteras av kärnan har en specifik energi. Typiskt har alfaspektrumet en fin struktur, dvs. kärnor av samma nuklid avger alfapartiklar med energier som är ganska nära, men ändå skiljer sig åt i storlek. Det visade sig att om en alfa-övergång inträffar i det exciterade tillståndet av dotterkärnan, kommer energin hos alfapartiklarna följaktligen att vara mindre än energin som är inneboende i övergången mellan grundtillstånden för de ursprungliga kärnorna och dotterkärnorna för radionuklider . Och om det finns flera sådana exciterade tillstånd, kommer det att finnas flera möjliga alfaövergångar. I detta fall bildas dotterkärnor med olika energier, som vid övergång till marken eller mer stabilt tillstånd avger gammastrålar.
Genom att känna till energin för alla alfapartiklar och gammakvanta är det möjligt att konstruera ett energiavklingningsdiagram.
Exempel. Konstruera ett sönderfallsdiagram med hjälp av följande data:
· energin för α-partiklar är: 4,46; 4,48; 4,61; och 4,68 MeV,
· energi av γ-kvanta – 0,07; 0,13; 0,20; och 0,22 MeV.
Den totala sönderfallsenergin är 4,68 MeV.
Lösning. Från energinivån för den ursprungliga kärnan ritar vi fyra pilar, som var och en indikerar emissionen av α-partiklar av en viss energi. Genom att beräkna skillnaderna mellan energierna för enskilda grupper av α-partiklar och jämföra dessa skillnader med energierna för γ-kvanta, finner vi vilka övergångar som motsvarar emissionen av γ-kvanta för varje energi
4,48 – 4,46 = 0,02 MeV det finns inga motsvarande γ-kvanta
4,61 – 4,46 = 0,15 MeV
4,61 – 4,48 = 0,13 MeV energier motsvarar energier
4,68 – 4,46 = 0,22 MeV av γ-kvanta som emitteras under sönderfallet
4,68 – 4,48 = 0,20 MeV 230 Th
4,68 – 4,61 = 0,07 MeV
Ris. 4.2 – Schema för förfallet av 230 Th.
Samtidigt är ett andra fall också möjligt, när en alfa-övergång sker från det exciterade tillståndet hos moderkärnan till grundtillståndet för dotterkärnan. Dessa fall klassificeras vanligtvis som uppkomsten av långväga alfapartiklar, vars emission härrör från exciterade kärnor som bildas som ett resultat av komplex β-sönderfall. Så, som ett exempel, visar figur 4.3 ett diagram över emissionen av långväga α-partiklar från polonium-212-kärnan, bildad som ett resultat av β-sönderfallet av vismut-212-kärnan. Det kan ses att, beroende på arten av β-övergången, kan polonium-212-kärnan bildas i marken och exciterade tillstånd. Alfa-partiklar som emitteras från exciterade tillstånd av polonium-212 kärnan är långväga. Man bör dock komma ihåg att för alfaaktiva kärnor som genereras på detta sätt är en övergång från ett exciterat tillstånd mer sannolikt genom att sända ut en y-kvant snarare än en alfapartikel med lång räckvidd. Därför är långväga alfapartiklar mycket sällsynta.
Vidare har forskare etablerat ett mycket viktigt mönster: när småökar energin hos a-partiklar, halveringstiderna förändras med flera storleksordningar. Så för 232 Th T a = 4,08 MeV, T 1/2 = 1,41×10 10 år, och för 230 Th – T a = 4,76 MeV, T 1/2 = 1,7∙10 4 år.
Ris. 4.3. Sekventiellt avklingningsmönster: 212 Bi – 212 Po – 208 Pb
Det kan ses att en minskning av alfapartiklarnas energi med cirka 0,7 MeV åtföljs av en ökning av halveringstiden med 6 storleksordningar. På 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 år ≥ T 1/2 ≥ 10 –7 sek,
och samtidigt finns det ett mycket smalt spektrum av energier av alfapartiklar som sänds ut av radioaktiva kärnor:
2 MeV ≤ T a ≤ 9 MeV.
Förhållandet mellan halveringstiden och energin hos en alfapartikel fastställdes experimentellt av Geiger och Nattall 1911-1912. De visade att beroendet lg T 1/2 av lg Tα är väl approximerad av en rät linje:
. (4.7)
Denna lag gäller för jämna kärnor. För udda-udda kärnor observeras en mycket betydande avvikelse från lagen.
Det starka beroendet av sannolikheten för alfasönderfall, och därmed halveringstiden, av energi förklarades av G. Gamow och E. Condon 1928 med hjälp av teorin om en enpartikelmodell av kärnan. I denna modell antas det att alfapartikeln ständigt finns i kärnan, d.v.s. Moderkärnan består av en dotterkärna och en alfapartikel. Det antas att alfapartikeln rör sig i ett sfäriskt område med radie R (R– kärnans radie) och hålls i kärnan av kortdistans Coulomb kärnkrafter. På avstånd r större än radien för dotterkärnan R, Coulombs avstötningskrafter verkar.
I fig. Figur 4.4 visar beroendet av den potentiella energin mellan alfapartikeln och rekylkärnan på avståndet mellan deras centra.
Abskissaxeln visar avståndet mellan dotterkärnan och alfapartikeln, och ordinataaxeln visar systemets energi. Coulomb-potentialen är avskuren på avstånd R, vilket är ungefär lika med radien av dotterkärnan. Höjden på Coulomb-barriären B, som en alfapartikel måste övervinna för att lämna kärnan, bestäms av förhållandet:
Var Z Och zär laddningarna av dotterkärnan respektive alfapartikeln.
Ris. 4.4. Förändring i systemets potentiella energi med avståndet mellan dotterkärnan och alfapartikeln.
Storleken på den potentiella barriären överstiger avsevärt energin hos alfapartiklar som sänds ut av radioaktiva kärnor, och enligt den klassiska mekanikens lagar kan en alfapartikel inte lämna kärnan. Men för elementarpartiklar, vars beteende beskrivs av kvantmekanikens lagar, är det möjligt för dessa partiklar att passera genom en potentiell barriär, som kallas en tunnelövergång.
I enlighet med teorin om alfasönderfall, vars början lades av G. Gamow och E. Condon, beskrivs partikelns tillstånd vågfunktionψ, som enligt normaliseringsförhållandena är icke-noll vid vilken punkt som helst i rymden, och därför finns det en ändlig sannolikhet att detektera en alfapartikel både innanför och utanför barriären. Det vill säga, processen med den så kallade tunnelövergången av en alfapartikel genom en potentiell barriär är möjlig.
Barriärpermeabilitet har visat sig vara en funktion av atomnummer, atommassa, kärnradie och potentiella barriäregenskaper.
Det har fastställts att alfaövergångar av jämna kärnor från huvudnivån av modernuklider till huvudnivån av dotternuklider kännetecknas av de minsta halveringstiderna. För udda-jämna, udda-udda och udda-udda kärnor kvarstår den allmänna trenden, men deras halveringstider är 2-1000 gånger längre än för jämna kärnor med given Z och Tα. Det är användbart att komma ihåg: energin hos alfapartiklar som sänds ut av radionuklider med samma massantal ökar med ökande kärnladdning.
Bild 11
Alfasönderfall är utsläpp av alfapartiklar (heliumkärnor) från en atomkärna i marktillståndet (oexciterat).
Huvudegenskaper för halveringstid T 1/2 , rörelseenergi T a och körsträcka i materia Raα-partiklar i materia.
Grundläggande egenskaper för alfasönderfall
1. Alfasönderfall observeras endast i tunga kärnor. Cirka 300 a-radioaktiva kärnor är kända
2. Halveringstiden för α-aktiva kärnor ligger i ett stort intervall från
10 17 år gammal () 
och är bestämd Geiger-Nettall lag
.
(1.32)
till exempel för Z=84 konstanter A= 128,8 och B = - 50,15, T a– kinetisk energi av α-partikel i Mev
3. Energierna hos α-partiklar av radioaktiva kärnor finns inuti
(Mev)
Tamin = 1,83 Mev (), T amax = 11,65 Mev(isomer
4. Den fina strukturen av α-spektra av radioaktiva kärnor observeras. Dessa spektra diskret. I fig. 1.5. Ett diagram över sönderfallet av en plutoniumkärna visas. Spektrum av α-partiklar består av ett antal monoenergetiska linjer motsvarande övergångar till olika nivåer dotterkärna.
6. Körsträcka för α-partiklar i luft under normala förhållanden
Ra (cm) = 0,31 Ta 3/2 Mev vid (4< T α <7 Mev) (1.33)
7. Allmänt schema för α-sönderfallsreaktionen
var är moderkärnan, är dotterkärnan
Bindningsenergin för en α-partikel i kärnan måste vara mindre än noll för att α-sönderfall ska inträffa.
E St α =<0 (1.34)
Energi som frigörs under α-sönderfall Eα består av α-partikelns kinetiska energi Tα och kinetisk energi för dotterkärnan Ti
E a =| E St α | = T α +Ti (1,35)
Den kinetiska energin för en α-partikel är mer än 98% av den totala energin av α-sönderfall
Typer och egenskaper hos beta-förfall
Beta decay slide 12
Beta-sönderfall av en kärna är processen för spontan omvandling av en instabil kärna till en isobar kärna som ett resultat av emission av en elektron (positron) eller infångning av en elektron. Cirka 900 beta-radioaktiva kärnor är kända.
I elektroniskt β - sönderfall förvandlas en av neutronerna i kärnan till en proton med emission av en elektron och en elektron antineutrino.
fritt neutronsönderfall 
T1/2 = 10,7 min;
tritiumsönderfall 
, T 1/2 = 12 år
.
På positron β+ sönderfall en av kärnans protoner förvandlas till en neutron med emission av en positivt laddad elektron (positron) och en elektronneutrino
När elektronisk e-fångst kärnan fångar en elektron från elektronskalet (vanligtvis K-skalet) i sin egen atom.
β - -sönderfallsenergin ligger i området
()0,02 Mev < Е β < 13,4 Mev ().
Spektrum av emitterade β-partiklar kontinuerlig från noll till maximalt värde. Beräkningsformler maximal energi av beta-sönderfall:
, (1.42)
, (1.43)
. (1.44)
var är massan av moderkärnan, är massan av dotterkärnan. m e-elektronmassa.
Halva livet T 1/2 förknippas med sannolikhet relation med beta-förfall
Sannolikheten för beta-sönderfall beror starkt på beta-sönderfallsenergin ( ~ E p 5 kl E p >> m e c 2) därför halveringstiden T 1/2 varierar mycket
10 -2 sek< T 1/2< 2 10 15 лет
Beta-sönderfall uppstår som ett resultat av den svaga interaktionen, en av de grundläggande interaktionerna.
Radioaktiva familjer (serie) Bild 13
Lagar för kärnkraftsförskjutning under α-sönderfall ( A→A – 4 ; Z→Z- 2) under β-sönderfall ( A→A; Z→Z+1).Sedan massnumret A under α-sönderfall ändras det till 4, och under β-sönderfall A inte förändras, då "blir inte medlemmar av olika radioaktiva familjer förväxlade" med varandra. De bildar separata radioaktiva serier (kedjor av kärnor), som slutar med sina stabila isotoper.
Massantalet medlemmar av varje radioaktiv familj kännetecknas av formeln
a=0 för toriumfamiljen, a=1 för familjen neptunia, a=2 för uranfamiljen, a=3 för aktinouranfamiljen. n- ett heltal. se bordet 1.2
Tabell 1.2
| Familj | Initial isotop | Slutlig stabil isotop | Rad | Halveringstid för den initiala isotopen T 1/2 |
| torium | leda | 4n+0 | 14 10 9 år | |
| uran | leda | 4n+2 | 4,5 10 9 år | |
| aktinouran | leda | 4n+3 | 0,7 10 9 år | |
| neptunia | vismut | 4n+1 | 2,2 10 6 år |
Från en jämförelse av halveringstiderna för förfäder till familjer med geologisk tid jordens liv (4,5 miljarder år), är det tydligt att nästan allt torium-232 bevarades i jordens substans, ungefär hälften av uran-238 sönderföll, det mesta av uranium-235 och nästan allt neptunium -237.
