Elementer af fysik af atomkernen og elementarpartikler. Gennemtrængende kraft af beta-partikler

2.3 Mønstreα - Ogβ -henfald

AktivitetENnuklidi en radioaktiv kilde kaldes antallet af henfald, der forekommer med kernerne i en prøve på 1 s:

Aktivitetsenhed — becquerel (Bq): 1Bq - aktivitet af et nuklid, hvor der sker én henfaldsbegivenhed på 1 s.Ikke-systemaktivitetsenhednuklid i en radioaktiv kilde -curie (Ku): 1 Ku=3,7·1010 Bk.

Alfa henfald. Alfa-henfald er den spontane transformation af en atomkerne med antallet af protoner Z og neutroner N til en anden (datter)kerne, der indeholder antallet af protoner Z – 2 og neutroner N – 2. I dette tilfælde udsendes en alfapartikel - den kerne af et heliumatom. Et eksempel på en sådan proces er α-henfaldet af radium:

Alfa-partikler udsendt af radiumatomernes kerner blev brugt af Rutherford i eksperimenter med spredning af tunge grundstoffers kerner. Hastigheden af ​​α-partikler, der udsendes under α-henfaldet af radiumkerner, målt fra krumningen af ​​banen i et magnetfelt, er omtrent lig med 1,5 107 m/s, og den tilsvarende kinetiske energi er omkring 7,5 10–13 J (ca. 4,8 MeV). Denne værdi kan let bestemmes ud fra de kendte værdier af masserne af mor- og datterkernerne og heliumkernen. Selvom hastigheden af ​​den undslippende α-partikel er enorm, er den stadig kun 5 % af lysets hastighed, så når man regner, kan man bruge et ikke-relativistisk udtryk for kinetisk energi.

Forskning har vist, at et radioaktivt stof kan udsende alfapartikler med flere diskrete energier. Dette forklares ved, at kerner, ligesom atomer, kan være i forskellige exciterede tilstande. Datterkernen kan ende i en af ​​disse exciterede tilstande under α-henfald. Under den efterfølgende overgang af denne kerne til grundtilstanden udsendes et y-kvante. Et diagram over α-henfaldet af radium med emission af α-partikler med to værdier af kinetiske energier er vist i figur 2.4.

Således er α-henfald af kerner i mange tilfælde ledsaget af y-stråling.

I teorien om α-henfald antages det, at grupper bestående af to protoner og to neutroner, altså en α-partikel, kan dannes inde i kerner. Moderkernen er en potentiel brønd for α-partikler, som er begrænset af en potentiel barriere. Energien af ​​α-partiklen i kernen er ikke tilstrækkelig til at overvinde denne barriere (figur 2.5). En alfapartikels flugt fra kernen er kun mulig på grund af et kvantemekanisk fænomen kaldet tunneleffekten. Ifølge kvantemekanikken er der en ikke-nul sandsynlighed for, at en partikel passerer under en potentiel barriere. Fænomenet tunneling er sandsynligt af natur.

Beta-forfald. Under beta-henfald udstødes en elektron fra kernen. Elektroner kan ikke eksistere inde i kerner (se § 1.2); de opstår under beta-henfald som et resultat af omdannelsen af ​​en neutron til en proton. Denne proces kan forekomme ikke kun inde i kernen, men også med frie neutroner. Den gennemsnitlige levetid for en fri neutron er omkring 15 minutter. Når en neutron henfalderbliver til en protonog elektron

Målinger har vist, at der i denne proces er en tilsyneladende overtrædelse af loven om bevarelse af energi, da den samlede energi af protonen og elektronen, der er et resultat af en neutrons henfald, er mindre end neutronens energi. I 1931 foreslog W. Pauli, at der under en neutrons henfald frigives en anden partikel med nul masse og ladning, som fjerner en del af energien. Den nye partikel hedderneutrino(lille neutron). På grund af manglen på ladning og masse af en neutrino, interagerer denne partikel meget svagt med stoffets atomer, så det er ekstremt vanskeligt at opdage i eksperimentet. Neutrinoers ioniseringsevne er så lille, at én ioniseringsbegivenhed i luften sker cirka 500 km af vejen. Denne partikel blev først opdaget i 1953. Det er nu kendt, at der findes flere typer neutrinoer. Under henfaldet af en neutron skabes en partikel, som kaldes en elektronantineutrino. Det er angivet med symboletDerfor er neutronhenfaldsreaktionen skrevet i formen

En lignende proces forekommer inde i kerner under β-henfald. En elektron, der er dannet som følge af henfaldet af en af ​​de nukleare neutroner, udstødes straks fra "forældrehjemmet" (kernen) med enorm hastighed, som kun kan afvige fra lysets hastighed med en brøkdel af en procent. Da fordelingen af ​​energi frigivet under β-henfald mellem elektron-, neutrino- og datterkernen er tilfældig, kan β-elektroner have forskellige hastigheder over en lang række værdier.

Under β-henfald stiger ladningstallet Z med én, men massetallet A forbliver uændret. Datterkernen viser sig at være kernen i en af ​​grundstoffets isotoper, hvis serienummer i det periodiske system er en højere end serienummeret på den oprindelige kerne. Et typisk eksempel på β-henfald er transformationen af ​​thoriumisotonopstået af a-henfald af urantil palladium

Sammen med elektronisk β-henfald blev det såkaldte positron β-henfald opdaget+ -henfald, hvor en positron udsendes fra kernenog neutrinoer. En positron er en partikeltvilling af en elektron, der kun adskiller sig fra den i tegnet på dens ladning. Positronets eksistens blev forudsagt af den fremragende fysiker P. Dirac i 1928. Få år senere blev positronen opdaget i kosmiske stråler. Positroner opstår som et resultat af reaktionen ved at omdanne en proton til en neutron i henhold til følgende skema:

Gamma henfald. I modsætning til α- og β-radioaktivitet er γ-radioaktivitet af kerner ikke forbundet med en ændring i den indre struktur af kernen og er ikke ledsaget af en ændring i ladning eller massetal. Både under α- og β-henfald kan datterkernen befinde sig i en eller anden ophidset tilstand og have et overskud af energi. Overgangen af ​​en kerne fra en exciteret tilstand til en grundtilstand ledsages af emissionen af ​​en eller flere y-kvanter, hvis energi kan nå adskillige MeV.

1.3. Alfa-henfald, beta-henfald og gamma-emissioner af radioaktive kerner

Alfa-henfald er den spontane emission af alfapartikler, der repræsenterer kernerne i et heliumatom, fra en radioaktiv kerne. Forfaldet forløber efter skemaet

I I udtryk (1.13) betegner bogstavet X det kemiske symbol for den henfaldende (moder)kerne, og bogstavet Y betegner det kemiske symbol for den resulterende (datter)kerne. Som det kan ses af diagram (1.13), er datterkernens atomnummer to, og massetallet er fire enheder mindre end den oprindelige kernes.

Alfa-partiklen har en positiv ladning. Alfa-partikler karakteriserer to-

ved grundlæggende parametre: rejselængde (i luft op til 9 cm, i biologisk væv op til 10-3 cm) og kinetisk energi i området 2...9 MeV.

Alfa-henfald observeres kun i tunge kerner med Am>200 og ladningsnummer Z>82. Inde i sådanne kerner sker dannelsen af ​​isolerede partikler af to protoner og to neutroner. Adskillelsen af ​​denne gruppe af nukleoner lettes af mætning af nukleare kræfter, således at den dannede alfapartikel er underlagt mindre nukleare tiltrækningskræfter end individuelle nukleoner. Samtidig oplever alfapartiklen større Coulomb-frastødningskræfter fra kernens protoner end individuelle protoner. Dette forklarer emissionen af ​​alfapartikler fra kernen og ikke individuelle nukleoner.

I I de fleste tilfælde udsender et radioaktivt stof flere grupper alfapartikler af lignende, men forskellige energier, dvs. grupper har et spektrum af energi. Dette skyldes det faktum, at en datterkerne kan opstå ikke kun i grundtilstanden, men også i ophidsede tilstande med forskellige energiniveauer.

Levetiden for exciterede tilstande for de fleste kerner ligger indenfor

anliggender fra 10 - 8 til 10 - 15 s. I løbet af denne tid passerer datterkernen ind i jorden eller den lavere exciterede tilstand og udsender et gammakvantum af den tilsvarende energi svarende til forskellen mellem energierne i de foregående og efterfølgende tilstande. En exciteret kerne kan også udsende enhver partikel: en proton, neutron, elektron eller alfapartikel. Det kan også overføre overskydende energi til en af ​​elektronerne i det indre lag, der omgiver kernen. Overførslen af ​​energi fra kernen til den nærmeste elektron i K-laget sker uden emission af et gammakvante. Elektronen, der modtager energi, flyver ud af atomet. Denne proces kaldes intern konvertering. Den resulterende ledige stilling er fyldt med elektroner fra højere energiniveauer. Elektroniske overgange i atomets indre lag fører til emission af røntgenstråler med et diskret energispektrum (karakteristiske røntgenstråler). I alt kendes omkring 25 naturlige og omkring 100 kunstige alfa-radioaktive isotoper.

Beta-henfald kombinerer tre typer nukleare transformationer: elektronisk (β−)

og positron (β+) henfalder, samt elektronindfangning eller K-indfangning. De to første typer af transformationer består i, at kernen udsender en elektron og en antineutrino (under β− henfald) eller en positron og neutrino (under β+ henfald). Elek-

tron (positron) og antineutrino (neutrino) findes ikke i atomkerner. Disse processer sker ved at omdanne en type nukleon i kernen til en anden - en neutron til en proton eller en proton til en neutron. Resultatet af disse transformationer er β-henfald, hvis skemaer har formen:

hvor − 1 e0 og + 1 e0 er betegnelsen for elektron og positron,

0 ν0 og 0 ~ ν0 – betegnelse for neutrinoer og antineutrinoer.

Ved negativt beta-henfald stiger ladningstallet for radionuklidet med én, og ved positivt beta-henfald falder det med én.

Elektronisk henfald (β − henfald) kan opleves af både naturlige og kunstige radionuklider. Det er denne form for henfald, der er karakteristisk for det overvældende antal af miljømæssigt mest farlige radionuklider, der frigives til miljøet som følge af Tjernobyl-ulykken. Blandt dem

134 55 Cs, 137 55 Cs, 90 38 Sr, 131 53 I osv.

Positronhenfald (β + – henfald) er hovedsageligt karakteristisk for kunstige radionuklider.

Da der under beta-henfald udsendes to partikler fra kernen, og fordelingen

mellem dem opstår den samlede energi statistisk, så er energispektret af elektroner (positroner) kontinuerligt fra nul til maksimumværdien Emax kaldet den øvre grænse for betaspektret. For beta-radioaktive kerner ligger Emax-værdien i energiområdet fra 15 keV til 15 MeV. Vejlængden af ​​en beta-partikel i luft er op til 20 m, og i biologisk væv op til 1,5 cm.

Beta-henfald er normalt ledsaget af emission af gammastråler. Årsagen til deres forekomst er den samme som i tilfælde af alfa-henfald: datterkernen vises ikke kun i jorden (stabil) tilstand, men også i en ophidset tilstand. Når kernen derefter går ind i en tilstand med lavere energi, udsender en gamma-foton.

Under elektronindfangning omdannes en af ​​kernens protoner til en neutron:

1 p 1+ − 1 e 0 → 0 n 1+ 0 ν 0 .

Med denne transformation forsvinder en af ​​elektronerne tættest på kernen (elektronen i atomets K-lag). En proton, der bliver til en neutron, "fanger" en elektron. Det er her begrebet "elektronisk indfangning" kommer fra. Feature

Denne type β-henfald er emissionen af ​​en partikel fra kernen - en neutrino. Det elektroniske indfangningskredsløb ser ud

Am Z X+ − 1 e0 → Am Z − 1 Y+ 0 ν 0 . (1,16)

Elektronisk indfangning er i modsætning til β±-henfald altid ledsaget af karakter-

bakteriel røntgenstråling. Sidstnævnte opstår, når en elektron længere væk fra kernen bevæger sig til et fremvoksende ledigt sted i

K-lag. Bølgelængden af ​​røntgenstråler ligger i området fra 10 − 7 til 10 − 11 m. Under beta-henfald bevares kernens massenummer, og dens

afgiften ændres med én. Halveringstider for beta-radioaktive kerner

ligge i et bredt tidsinterval fra 10 − 2 s til 2 1015 år.

Til dato kendes omkring 900 beta-radioaktive isotoper. Af disse er kun omkring 20 naturlige, resten opnås kunstigt. Langt de fleste af disse isotoper oplever

β− -henfald, dvs. med udsendelse af elektroner.

Alle former for radioaktivt henfald er ledsaget af gammastråling. Gammastråler er kortbølget elektromagnetisk stråling, som ikke er en selvstændig type radioaktivitet. Det er eksperimentelt blevet fastslået, at gammastråler udsendes af en datterkerne under nukleare overgange fra exciterede energitilstande til jorden eller mindre exciterede tilstande. Energien af ​​gammastråler er lig med forskellen mellem energierne af de indledende og endelige energiniveauer i kernen. Bølgelængden af ​​gammastråler overstiger ikke 0,2 nanometer.

Processen med gammastråling er ikke en uafhængig type radioaktivitet, da den forekommer uden at ændre Z og Am i kernen.

Kontrolspørgsmål:

1. Hvad menes med masse- og ladningstal i Mendeleevs periodiske system?

2. Begrebet "isotoper" og "isobarer". Hvad er forskellen mellem disse udtryk?

3. Kernens kernekræfter og deres vigtigste egenskaber.

4. Hvorfor er massen af ​​en kerne mindre end summen af ​​masserne af dens konstituerende nuklider?

5. Hvilke stoffer kaldes radioaktive?

6. Hvad kendetegner og viser den radioaktive henfaldskonstant?

7. Definer et stofs halveringstid.

8. Angiv måleenhederne for volumetrisk, overflade og specifik aktivitet.

9. De vigtigste typer af stråling fra radioaktive kerner og deres parametre.

Slide 11

Alfa-henfald er emission af alfapartikler (heliumkerner) fra en atomkerne i jordtilstanden (uophidset).

Vigtigste egenskaber ved halveringstid T 1/2, kinetisk energi T α og kilometertal i sagen Raα-partikler i stof.

Grundlæggende egenskaber ved alfa-henfald

1. Alfa-henfald observeres kun i tunge kerner. Omkring 300 a-radioaktive kerner er kendt

2. Halveringstiden for α-aktive kerner ligger i et enormt interval fra

10 17 år gammel ()

og er bestemt Geiger-Nettall lov

. (1.32)

for eksempel for Z=84 konstanter EN= 128,8 og B = - 50,15, T α- kinetisk energi af α-partikler i Mev

3. Energierne af α-partikler af radioaktive kerner er indeholdt indeni

(Mev)

T a min = 1,83 Mev (), T amax = 11,65 Mev(isomer

4. Den fine struktur af α-spektrene af radioaktive kerner observeres. Disse spektre diskret. I fig. 1.5. Et diagram over henfaldet af en plutoniumkerne er vist. Spektret af α-partikler består af et antal monoenergetiske linjer svarende til overgange til forskellige niveauer af datterkernen.

6. Kilometertal af α-partikler i luft under normale forhold

Ra (cm) = 0,31 Ta 3/2 Mev ved (4< T α <7 Mev) (1.33)

7. Generelt skema for α-henfaldsreaktionen

hvor er moderkernen, er datterkernen

Bindingsenergien for en α-partikel i kernen skal være mindre end nul, for at α-henfald kan forekomme.

E St α =<0 (1.34)

Energi frigivet under α-henfald Eα består af α-partiklens kinetiske energi Tα og kinetisk energi af datterkernen T i

E α =| E St α | = T α +T i (1,35)

Den kinetiske energi af en α-partikel er mere end 98% af den samlede energi af α-henfald

Typer og egenskaber ved beta-henfald

Beta decay slide 12

Beta-henfald af en kerne er processen med spontan transformation af en ustabil kerne til en isobar kerne som et resultat af emission af en elektron (positron) eller indfangning af en elektron. Omkring 900 beta-radioaktive kerner er kendt.

Ved elektronisk β - henfald bliver en af ​​kernens neutroner til en proton med emission af en elektron og en elektron antineutrino.

frit neutronhenfald T1/2 = 10,7 min;

tritium henfald , T 1/2 = 12 flere år .

På positron β+ henfald en af ​​kernens protoner bliver til en neutron med emission af en positivt ladet elektron (positron) og en elektronneutrino

Hvornår elektronisk e-capture kernen fanger en elektron fra elektronskallen (normalt K-skallen) af sit eget atom.

β - -henfaldsenergien ligger i området

()0,02 Mev < Е β < 13,4 Mev ().

Spektrum af udsendte β-partikler sammenhængende fra nul til maksimal værdi. Beregningsformler maksimal energi af beta-henfald:

, (1.42)

, (1.43)

. (1.44)

hvor er massen af ​​moderkernen, er massen af ​​datterkernen. m e-elektronmasse.

Halvt liv T 1/2 forbundet med sandsynlighed beta-forfaldsforhold

Sandsynligheden for beta-henfald afhænger stærkt af beta-henfaldsenergien ( ~ E β 5 kl E β >> m e c 2) derfor halveringstiden T 1/2 varierer meget

10-2 sek< T 1/2< 2 10 15 лет

Beta-henfald opstår som et resultat af den svage interaktion, en af ​​de fundamentale interaktioner.

Radioaktive familier (serie) Slide 13

Love for nuklear forskydning under α-henfald ( A→A – 4 ; Z→Z- 2) under β-henfald ( A→A; Z→Z+1).Siden massenummeret EN under α-henfald ændres det til 4, og under β-henfald ENændres ikke, så bliver medlemmer af forskellige radioaktive familier ikke "forvirret" med hinanden. De danner separate radioaktive serier (kæder af kerner), som ender med deres stabile isotoper.

Masseantallet af medlemmer af hver radioaktiv familie er karakteriseret ved formlen

a=0 for thoriumfamilien, -en=1 for neptunia-familien, -en=2 for uranfamilien, -en=3 for aktinouran-familien. n- et heltal. se tabel 1.2

Tabel 1.2

Fra en sammenligning af halveringstiden for familiernes forfædre med Jordens geologiske levetid (4,5 milliarder år) er det klart, at næsten alt thorium-232 var bevaret i Jordens stof, uran-238 henfaldet af omkring halvdelen, uran-235 for det meste, og næsten hele neptunium-237.

Halveringstiden for kendte a-radioaktive kerner varierer meget. Wolfram-isotopen 182 W har således en halveringstid T 1/2 > 8,3·10 18 år, og protactinium-isotopen 219 Pa har T 1/2 = 5,3·10 -8 s.

Ris. 2.1. Afhængighed af halveringstiden for et radioaktivt grundstof af den kinetiske energi af en a-partikel af et naturligt radioaktivt grundstof. Den stiplede linje er Geiger-Nattall-loven.

For lige-lige isotoper, halveringstidens afhængighed af α-henfaldsenergien Q α beskrevet empirisk Geiger-Nettall lov

hvor Z er ladningen af ​​den endelige kerne, halveringstiden T 1/2 er udtrykt i sekunder, og energien af ​​α-partiklen E α er i MeV. I fig. Figur 2.1 viser de eksperimentelle værdier af halveringstider for a-radioaktive lige-lige isotoper (Z varierer fra 74 til 106) og deres beskrivelse ved hjælp af relation (2.3).
For ulige-lige, lige-ulige og ulige-ulige kerner den generelle tendens til afhængighed
log T 1/2 af Q α er bevaret, men halveringstiden er 2-100 gange længere end for lige-lige kerner med samme Z og Q α .
For at α-henfald kan forekomme, er det nødvendigt, at massen af ​​den oprindelige kerne M(A,Z) er større end summen af ​​masserne af den endelige kerne M(A-4, Z-2) og α-partiklen M α:

hvor Q α = c 2 er α-henfaldsenergien.
Siden M α<< M(A-4, Z-2), hovedparten af ​​α-henfaldsenergien føres bort af α ‑ partikel og kun ≈ 2% - den endelige kerne (A-4, Z-2).
Energispektrene for α-partikler af mange radioaktive grundstoffer består af flere linjer (fin struktur af α-spektre). Årsagen til fremkomsten af ​​den fine struktur af α-spektret er henfaldet af den oprindelige kerne (A,Z) til den exciterede tilstand af kernen (A-4, Z-2). Ved at måle alfapartiklernes spektre kan man få information om arten af ​​exciterede tilstande
kerner (A-4, Z-2).
For at bestemme rækkevidden af ​​værdier for A- og Z-kerner, for hvilke α-henfald er energetisk muligt, bruges eksperimentelle data om kernernes bindingsenergier. Afhængigheden af ​​α-henfaldsenergien Q α af massetallet A er vist i fig. 2.2.
Fra Fig. 2.2 er det klart, at α-henfald bliver energetisk muligt fra A ≈ 140. I områderne A = 140–150 og A ≈ 210 har værdien af ​​Q α distinkte maksima, som skyldes skalstrukturen af ​​kernen. Maksimum ved A = 140–150 er forbundet med fyldningen af ​​neutronskallen med det magiske tal N = A – Z = 82, og maksimum ved A ≈ 210 er forbundet med fyldningen af ​​protonskallen ved Z = 82. Det er på grund af atomkernens skalstruktur, at det første (sjældne jordarters) område af α-aktive kerner begynder med N = 82, og tunge α-radioaktive kerner bliver særligt talrige fra Z = 82.

Ris. 2.2. Afhængighed af α-henfaldsenergi af massenummer A.

Den brede vifte af halveringstider, såvel som de store værdier af disse perioder for mange α-radioaktive kerner, forklares ved, at en α-partikel ikke "øjeblikkeligt" kan forlade kernen, på trods af at dette er energetisk gunstige. For at forlade kernen skal α-partiklen overvinde potentialbarrieren - området ved grænsen af ​​kernen, dannet på grund af den potentielle energi fra den elektrostatiske frastødning af α-partiklen og den endelige kerne og tiltrækningskræfterne mellem nukleoner. Fra klassisk fysiks synspunkt kan en alfapartikel ikke overvinde en potentiel barriere, da den ikke har den nødvendige kinetiske energi til dette. Kvantemekanikken giver dog mulighed for en sådan mulighed − α ‑ partiklen har en vis sandsynlighed for at passere gennem den potentielle barriere og forlade kernen. Dette kvantemekaniske fænomen kaldes "tunneleffekten" eller "tunnelering". Jo større højden og bredden af ​​barrieren er, jo mindre er sandsynligheden for tunneling, og halveringstiden er tilsvarende længere. Bred vifte af halveringstider
α-emittere forklares ved forskellige kombinationer af kinetiske energier af α-partikler og højder af potentielle barrierer. Hvis barrieren ikke eksisterede, ville alfa-partiklen efterlade kernen bag den karakteristiske kerne
tid ≈ 10 -21 – 10 -23 s.
Den enkleste model for α-henfald blev foreslået i 1928 af G. Gamow og uafhængigt af G. Gurney og E. Condon. I denne model blev det antaget, at α-partiklen konstant eksisterer i kernen. Mens alfa-partiklen er i kernen, virker nukleare tiltrækningskræfter på den. Radius af deres virkning er sammenlignelig med radius af kernen R. Dybden af ​​det nukleare potentiale er V 0 . Uden for kerneoverfladen ved r > R er potentialet Coulombs frastødende potentiale

V(r) = 2Ze2/r.

Ris. 2.3. Energier af α-partikler E α afhængig af antallet af neutroner N
i den originale kerne. Linjer forbinder isotoper af det samme kemiske element.

Et forenklet diagram over den kombinerede virkning af det nukleare attraktive potentiale og Coulomb frastødende potentiale er vist i figur 2.4. For at forlade kernen skal en α-partikel med energi E α passere gennem en potentiel barriere indeholdt i området fra R til Rc. Sandsynligheden for α-henfald bestemmes hovedsageligt af sandsynligheden D for, at en α-partikel passerer gennem en potentiel barriere

Inden for rammerne af denne model var det muligt at forklare den stærke afhængighed af sandsynligheden α ‑ henfald fra α-partiklens energi.

Ris. 2.4. Potentiel energi af en α-partikel. Potentiel barriere.

For at beregne henfaldskonstanten λ er det nødvendigt at gange koefficienten for passage af en α-partikel gennem potentialbarrieren, for det første med sandsynligheden w α for, at α-partiklen blev dannet i kernen, og for det andet, med sandsynligheden for, at det vil være ved kernegrænsen. Hvis en alfapartikel i en kerne med radius R har en hastighed v, så vil den nærme sig grænsen i gennemsnit ≈ v/2R gange pr. sekund. Som følge heraf opnår vi relationen for henfaldskonstanten λ

(2.6)

Hastigheden af ​​en α-partikel i kernen kan estimeres ud fra dens kinetiske energi E α + V 0 inde i den nukleare potentialebrønd, hvilket giver v ≈ (0,1-0,2) s. Det følger allerede af dette, at hvis der er en alfapartikel i kernen, er sandsynligheden for, at den passerer gennem barrieren D<10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Ruheden af ​​estimatet af den præ-eksponentielle faktor er ikke særlig signifikant, fordi henfaldskonstanten afhænger usammenlignelig mindre af den end af eksponenten.
Af formel (2.6) følger det, at halveringstiden i høj grad afhænger af radius af kernen R, da radius R indgår ikke kun i den præ-eksponentielle faktor, men også i eksponenten, som grænse for integration. Derfor er det ud fra α-henfaldsdata muligt at bestemme radierne af atomkerner. Radierne opnået på denne måde viser sig at være 20-30 % større end dem, der er fundet i elektronspredningsforsøg. Denne forskel skyldes, at i forsøg med hurtige elektroner måles radius af den elektriske ladningsfordeling i kernen, og ved α-henfald måles afstanden mellem kernen og α-partiklen, hvorved kernekræfterne ophører med at handling.
Tilstedeværelsen af ​​Plancks konstant i eksponenten (2.6) forklarer halveringstidens stærke afhængighed af energi. Selv en lille ændring i energi fører til en væsentlig ændring i eksponenten og dermed til en meget skarp ændring i halveringstiden. Derfor er energierne af de udsendte α-partikler stærkt begrænsede. For tunge kerner flyver α-partikler med energier over 9 MeV ud næsten øjeblikkeligt, og med energier under 4 MeV lever de i kernen så længe, ​​at α-henfald ikke engang kan detekteres. For sjældne jordarters α-radioaktive kerner reduceres begge energier ved at reducere radius af kernen og højden af ​​den potentielle barriere.
I fig. Figur 2.5 viser afhængigheden af ​​Hf-isotopers α-henfaldsenergi (Z = 72) af massetallet A i intervallet massetallene A = 156–185. Tabel 2.1 viser α-henfaldsenergier, halveringstider og hovedhenfaldskanaler for 156-185 Hf isotoper. Det kan ses, hvordan α-henfaldsenergien falder, når massetallet A stiger, hvilket medfører et fald i sandsynligheden for α-henfald og en stigning i sandsynligheden for β-henfald (tabel 2.1). 174 Hf-isotopen, der er en stabil isotop (i den naturlige blanding af isotoper er den 0,16%), henfalder ikke desto mindre med en halveringstid T 1/2 = 2·10 15 år med emission af en α-partikel.

Ris. 2.5. Afhængighed af α-henfaldsenergien Q α af Hf isotoper (Z = 72)
fra massenummer A.

Tabel 2.1

Afhængighed af α-henfaldsenergi Q α, halveringstid T 1/2,
forskellige henfaldstilstande af H f isotoper (Z = 72) afhængigt af massetallet EN

Hf-isotoper med A = 176-180 er stabile isotoper. Disse isotoper har også positiv α-henfaldsenergi. Imidlertid er α-henfaldsenergien ~1,3-2,2 MeV for lav, og α-henfaldet af disse isotoper blev ikke detekteret, på trods af sandsynligheden for α-henfald, der ikke er nul. Med en yderligere stigning i massetallet A > 180 bliver β - henfald den dominerende henfaldskanal.
Under radioaktive henfald kan den endelige kerne ende ikke kun i grundtilstanden, men også i en af ​​de exciterede tilstande. Men den stærke afhængighed af sandsynligheden for α-henfald af α-partiklens energi fører til, at henfald til exciterede niveauer af den endelige kerne normalt forekommer med en meget lav intensitet, fordi når den endelige kerne exciteres, energien i α-partiklen falder. Derfor kan kun henfald til rotationsniveauer med relativt lave excitationsenergier observeres eksperimentelt. Henfald til exciterede niveauer af den endelige kerne fører til fremkomsten af ​​en fin struktur i energispektret af de udsendte α-partikler.
Den vigtigste faktor, der bestemmer egenskaberne ved α-henfald, er passagen af ​​α-partikler gennem en potentiel barriere. Andre faktorer manifesterer sig relativt svagt, men i nogle tilfælde gør de det muligt at opnå yderligere information om kernens struktur og mekanismen for α-henfald af kernen. En af disse faktorer er fremkomsten af ​​en kvantemekanisk centrifugalbarriere. Hvis en α-partikel udsendes fra en kerne (A,Z) med spin J i, og der dannes en endelig kerne
(A-4, Z-2) i en tilstand med spin J f, så skal α-partiklen bortføre det totale momentum J, bestemt af relationen

Da α-partiklen har nul spin, falder dens totale vinkelmoment J sammen med det orbitale vinkelmoment l båret bort af α-partiklen

Som et resultat opstår en kvantemekanisk centrifugalbarriere.

Ændringen i formen af ​​den potentielle barriere på grund af centrifugalenergi er ubetydelig, hovedsageligt på grund af det faktum, at centrifugalenergien aftager med afstanden meget hurtigere end Coulomb-energien (som 1/r 2, og ikke som 1/r). Men da denne ændring er divideret med Plancks konstant og falder ind i eksponenten, fører den i det store hele til en ændring i kernens levetid.
Tabel 2.2 viser den beregnede permeabilitet af centrifugalbarrieren B l for α-partikler udsendt med orbital momentum l i forhold til permeabiliteten af ​​centrifugalbarrieren B 0 for α-partikler udsendt med orbital momentum l = 0 for en kerne med Z = 90, α-partikelenergi E α = 4,5 MeV. Det kan ses, at med en stigning i det orbitale momentum l båret bort af α-partiklen, falder permeabiliteten af ​​den kvantemekaniske centrifugalbarriere kraftigt.

Tabel 2.2

Relativ permeabilitet af centrifugalbarrieren forα -partikler,
afgang med orbital momentum l
(Z = 90, Ea = 4,5 MeV)

En mere væsentlig faktor, der dramatisk kan omfordele sandsynligheden for forskellige grene af α-henfald, kan være behovet for en betydelig omstrukturering af kernens indre struktur under emissionen af ​​en α-partikel. Hvis den oprindelige kerne er sfærisk, og grundtilstanden af ​​den endelige kerne er stærkt deformeret, så for at udvikle sig til den endelige kernes grundtilstand, skal den oprindelige kerne omarrangere sig selv i processen med at udsende en alfa-partikel, som ændrer sig meget. dens form. En sådan ændring i kernens form involverer normalt et stort antal nukleoner og et system med få nukleoner såsom α ‑ en partikel, der forlader kernen, er muligvis ikke i stand til at levere den. Det betyder, at sandsynligheden for dannelsen af ​​den endelige kerne i grundtilstanden vil være ubetydelig. Hvis der blandt de exciterede tilstande af den endelige kerne er en tilstand tæt på sfærisk, så kan den initiale kerne uden væsentlig omlejring gå ind i den som følge af α ‑ henfald Sandsynligheden for befolkning på et sådant niveau kan vise sig at være stor, hvilket væsentligt overstiger sandsynligheden for befolkning i lavere liggende stater, herunder grundtilstanden.
Fra isotopernes α-henfaldsdiagrammer 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra, stærke afhængigheder af sandsynligheden for α-henfald til exciterede tilstande af α-partiklens energi og af orbitalmomentum l båret bort af α-partiklen er synlige.
α henfald kan også forekomme fra exciterede tilstande af atomkerner. Som et eksempel viser tabel 2.3 og 2.4 jordens henfaldstilstande og isomere tilstande for isotoperne 151 Ho og 149 Tb.

Tabel 2.3

α-henfald af jorden og isomere tilstande af 151 Ho

Tabel 2.4

α-henfald af jorden og isomere tilstande på 149 Tb

I fig. Figur 2.6 viser energidiagrammerne over jordens henfald og isomere tilstande for isotoperne 149 Tb og 151 Ho.

Ris. 2.6 Energidiagrammer over jordens henfald og isomere tilstande af isotoperne 149 Tb og 151 Ho.

α-henfald fra den isomere tilstand af 151 Ho isotopen (J P = (1/2) + , E isomer = 40 keV) er mere sandsynlig (80%) end e-capture til denne isomere tilstand. Samtidig henfalder grundtilstanden på 151 Ho hovedsageligt som følge af e-capture (78%).
I 149 Tb isotopen sker henfaldet af den isomere tilstand (J P = (11/2) - , E isomer = 35,8 keV) i det overvældende tilfælde som følge af e-capture. De observerede træk ved jordens henfald og isomere tilstande forklares af størrelsen af ​​energien af ​​α-henfald og e-capture og det orbitale vinkelmomentum, der føres bort af α-partiklen eller neutrinoen.

Forfaldstilstand. Alfa-henfald er karakteristisk for tunge kerner, hvori en vækst EN et fald i bindingsenergi pr. nukleon observeres. I denne region med massetal fører et fald i antallet af nukleoner i kernen til dannelsen af ​​en tættere bundet kerne. Samtidig vil gevinsten i energi med et fald EN en er meget mindre end bindingsenergien for en nukleon i kernen; derfor er emissionen af ​​en proton eller neutron, som har en bindingsenergi lig nul uden for kernen, umulig. Emissionen af ​​4 Ne-kernen viser sig at være energetisk gunstig, da den specifikke bindingsenergi for en nukleon i en given kerne er omkring 7,1 MeV. Alfa-henfald er muligt, hvis den samlede bindingsenergi af produktkernen og alfa-partiklen er større end bindingsenergien af ​​den oprindelige kerne. Eller i masseenheder:

M(A,Z)>M(A-4, Z-2) + Ma (3.12)

En stigning i nukleonernes bindingsenergi betyder et fald i restens energi præcist med mængden af ​​energi, der frigives under alfa-henfald E α. Af denne grund, hvis vi forestiller os alfa-partiklen som en helhed inden for produktkernen, så burde den indtage et niveau med positiv energi svarende til E α(Fig. 3.5).

Ris. 3.5. Diagram over energiniveauet for en alfapartikel i en tung kerne

Når en alfapartikel forlader kernen, frigives denne energi i fri form, som den kinetiske energi af henfaldsprodukterne: alfapartiklen og den nye kerne. Den kinetiske energi er fordelt mellem disse henfaldsprodukter i omvendt forhold til deres masser, og da massen af ​​alfa-partiklen er meget mindre end massen af ​​den nydannede kerne, bliver næsten al henfaldsenergien båret væk af alfa-partiklen. Τᴀᴋᴎᴍ ᴏϬᴩᴀᴈᴏᴍ, med stor nøjagtighed E α er alfapartiklens kinetiske energi efter henfald.

Samtidig forhindres frigivelsen af ​​energi af Coulomb potentialbarrieren Uk(se figur 3.5), hvis sandsynlighed for passage af en alfapartikel er lille og falder meget hurtigt med aftagende E α. Af denne grund er relation (3.12) ikke en tilstrækkelig betingelse for alfa-henfald.

Højden af ​​Coulomb-barrieren for en ladet partikel, der trænger ind i eller forlader kernen, stiger i forhold til dens ladning. Af denne grund udgør Coulomb-barrieren en endnu større hindring for flugt af andre tæt bundne lette kerner fra en tung kerne, som f.eks. 12 C eller 16 O. Den gennemsnitlige bindingsenergi for en nukleon i disse kerner er endnu højere end i kernen 4 Ikke, i forbindelse hermed i en række tilfælde emission af en kerne 16 O i stedet for sekventielt at udsende fire alfapartikler, ville det være energetisk mere gunstigt. I dette tilfælde er emissionen af ​​kerner tungere end kernen 4 Ikke, ikke synlig.

Forklaring på sammenbruddet. Mekanismen for alfa-henfald forklares af kvantemekanikken, fordi inden for rammerne af klassisk fysik er denne proces umulig. Kun en partikel med bølgeegenskaber kan dukke op uden for den potentielle brønd, når E α . Desuden viser det sig, at kun en potentiel barriere af uendelig bredde, med en sandsynlighed lig med én, begrænser tilstedeværelsen af ​​en partikel i den potentielle brønd. Hvis bredden af ​​barrieren er begrænset, så er sandsynligheden for at bevæge sig ud over den potentielle barriere grundlæggende altid forskellig fra nul. Sandt nok falder denne sandsynlighed hurtigt med stigende bredde og højde af barrieren. Kvantemekanikkens apparat fører til følgende udtryk for barrierens gennemsigtighed eller sandsynlighed ω for en partikel at være uden for den potentielle barriere, når den kolliderer med dens væg: