Елементи на физиката на атомското јадро и елементарните честички. Продорна моќ на бета честички

2.3 Шаблониα - Иβ - распаѓање

АктивностАнуклидво радиоактивен извор, бројот на распаѓања што се случуваат со јадрата на примерокот за 1 s се нарекува:

Единица за активност — бекерел (Bq): 1Bq - активност на нуклид, при која еден настан на распаѓање се случува за 1 с.Несистемска единица на активностнуклид во радиоактивен извор -кири (Ку): 1 Ku=3,7·1010 Бк.

Алфа распаѓање. Алфа распаѓањето е спонтана трансформација на атомско јадро со број на протони Z и неутрони N во друго (ќерка) јадро кое го содржи бројот на протони Z – 2 и неутрони N – 2. Во овој случај, се емитува алфа честичка - јадро на атом на хелиум. Пример за таков процес е α-распаѓањето на радиумот:

Алфа честичките емитирани од јадрата на атомите на радиум биле користени од Радерфорд во експериментите за расејување од јадрата на тешките елементи. Брзината на α-честичките емитирани за време на α-распаѓањето на јадрата на радиумот, мерена од кривината на траекторијата во магнетно поле, е приближно еднаква на 1,5 107 m/s, а соодветната кинетичка енергија е околу 7,5 10–13 J (приближно 4,8 MeV). Оваа вредност може лесно да се одреди од познатите вредности на масите на јадрата на мајката и ќерката и јадрото на хелиумот. Иако брзината на бегачката α-честичка е огромна, таа сепак е само 5% од брзината на светлината, па кога се пресметува, можете да користите нерелативистички израз за кинетичка енергија.

Истражувањата покажаа дека радиоактивна супстанција може да емитува алфа честички со неколку дискретни енергии. Ова се објаснува со фактот дека јадрата можат да бидат, како атомите, во различни возбудени состојби. Јадрото ќерка може да заврши во една од овие возбудени состојби за време на α распаѓањето. За време на последователната транзиција на ова јадро во основната состојба, се емитува γ-квант. Дијаграм на α-распаѓање на радиум со емисија на α-честички со две вредности на кинетичка енергија е прикажан на слика 2.4.

Така, α-распаѓањето на јадрата во многу случаи е придружено со γ-зрачење.

Во теоријата на α-распаѓање, се претпоставува дека групите што се состојат од два протони и два неутрони, т.е. α честичка, може да се формираат во јадрата. Мајчиното јадро е потенцијален бунар за α честички, кој е ограничен со потенцијална бариера. Енергијата на α честичката во јадрото не е доволна за да се надмине оваа бариера (Слика 2.5). Избегањето на алфа честичка од јадрото е можно само поради квантно механички феномен наречен ефект на тунелирање. Според квантната механика, постои ненула веројатност да помине честичка под потенцијална бариера. Феноменот на тунелирање е по веројатен карактер.

Бета распаѓање. За време на бета распаѓањето, електрон се исфрла од јадрото. Електроните не можат да постојат во јадрата (види § 1.2); тие се појавуваат за време на бета распаѓањето како резултат на трансформацијата на неутронот во протон. Овој процес може да се случи не само внатре во јадрото, туку и со слободни неутрони. Просечниот животен век на слободниот неутрон е околу 15 минути. Кога неутронот се распаѓасе претвора во протони електрон

Мерењата покажаа дека во овој процес постои очигледно прекршување на законот за зачувување на енергијата, бидејќи вкупната енергија на протонот и електронот што произлегуваат од распаѓањето на неутронот е помала од енергијата на неутронот. Во 1931 година, В. Паули предложил дека при распаѓањето на неутронот, се ослободува друга честичка со нулта маса и полнеж, која одзема дел од енергијата. Новата честичка е именувананеутрино(мал неутрон). Поради недостаток на полнеж и маса на неутрино, оваа честичка многу слабо комуницира со атомите на материјата, па затоа е исклучително тешко да се открие во експериментот. Способноста за јонизирање на неутрината е толку мала што еден настан на јонизација во воздухот се случува на приближно 500 km од патот. Оваа честичка е откриена дури во 1953 година. Сега е познато дека постојат неколку видови неутрина. При распаѓањето на неутронот се создава честичка која се нарекува електронантинеутрино. Тоа е означено со симболотЗатоа, реакцијата на распаѓање на неутроните е запишана во форма

Сличен процес се случува внатре во јадрата при β-распаѓање. Електронот формиран како резултат на распаѓањето на еден од нуклеарните неутрони веднаш се исфрла од „родителскиот дом“ (јадрото) со огромна брзина, која може да се разликува од брзината на светлината само за дел од процентот. Бидејќи распределбата на енергијата ослободена за време на β-распаѓањето помеѓу електронот, неутриното и јадрото ќерка е случајна, β-електроните може да имаат различни брзини во широк опсег на вредности.

За време на β-распаѓањето, бројот на полнежот Z се зголемува за еден, но масовниот број А останува непроменет. Излегува дека јадрото ќерка е јадрото на еден од изотопите на елементот, чиј сериски број во периодниот систем е еден поголем од серискиот број на првобитното јадро. Типичен пример за β-распаѓање е трансформацијата на изотон на ториумкои произлегуваат од α-распаѓањето на ураниумотдо паладиум

Заедно со електронското β распаѓање, откриено е таканареченото позитронско β распаѓање+ -распаѓање во кое се испушта позитрон од јадротои неутрина. Позитрон е честичка близнак на електрон, што се разликува од него само по знакот на неговото полнење. Постоењето на позитронот го предвидел извонредниот физичар П. Дирак во 1928 година. Неколку години подоцна, позитронот бил откриен во космичките зраци. Позитроните се појавуваат како резултат на реакцијата на претворање на протон во неутрон според следнава шема:

Гама распаѓање. За разлика од α- и β-радиоактивноста, γ-радиоактивноста на јадрата не е поврзана со промена на внатрешната структура на јадрото и не е придружена со промена во бројот на полнеж или маса. И за време на α- и β-распаѓање, јадрото ќерка може да се најде во некоја возбудена состојба и да има вишок на енергија. Преминот на јадрото од возбудена состојба во основна состојба е проследен со емисија на една или повеќе γ кванти, чија енергија може да достигне неколку MeV.

1.3. Алфа се распаѓа, бета распаѓање и гама емисии на радиоактивни јадра

Алфа распаѓањето е спонтана емисија на алфа честички, кои ги претставуваат јадрата на атом на хелиум, од радиоактивно јадро. Распаѓањето се одвива според шемата

ВО Во изразот (1.13), буквата X го означува хемискиот симбол на јадрото во распаѓање (мајчината), а буквата Y го означува хемискиот симбол на добиеното (ќерка) јадро. Како што може да се види од дијаграмот (1.13), атомскиот број на јадрото ќерка е два, а масовниот број е четири единици помал од оној на првобитното јадро.

Алфа честичката има позитивен полнеж. Алфа честичките карактеризираат две

по основни параметри: должина на патување (во воздух до 9 cm, во биолошко ткиво до 10-3 cm) и кинетичка енергија во опсег од 2...9 MeV.

Алфа распаѓањето е забележано само кај тешките јадра со Am>200 и број на полнеж Z>82. Внатре во таквите јадра, се јавува формирање на изолирани честички од два протони и два неутрони. Раздвојувањето на оваа група нуклеони е олеснето со заситеноста на нуклеарните сили, така што формираната алфа честичка е подложна на помалку нуклеарни привлечни сили од поединечните нуклеони. Во исто време, алфа-честичката искусува поголеми кулонови одбивни сили од протоните на јадрото отколку поединечните протони. Ова ја објаснува емисијата на алфа честички од јадрото, а не на поединечни нуклеони.

ВО Во повеќето случаи, радиоактивна супстанција испушта неколку групиалфа честички со слични, но различни енергии, т.е. групите имаат спектар на енергија. Ова се должи на фактот дека јадрото ќерка може да се појави не само во основната состојба, туку и во возбудени состојби со различни нивоа на енергија.

Животниот век на возбудените состојби за повеќето јадра лежи внатре

работи од 10 - 8 до 10 - 15 с. За тоа време, јадрото ќерка минува во земјената или пониска возбудена состојба, испуштајќи гама квантум од соодветната енергија еднаква на разликата помеѓу енергиите на претходните и следните состојби. Возбуденото јадро, исто така, може да емитира било која честичка: протон, неутрон, електрон или алфа честичка. Исто така, може да пренесе вишок енергија на еден од електроните во внатрешниот слој што го опкружува јадрото. Преносот на енергија од јадрото до најблискиот електрон на К-слојот се случува без емисија на гама квантум. Електронот што прима енергија излетува од атомот. Овој процес се нарекува внатрешна конверзија. Добиената празна позиција е исполнета со електрони од повисоките енергетски нивоа. Електронските транзиции во внатрешните слоеви на атомот доведуваат до емисија на Х-зраци кои имаат дискретен енергетски спектар (карактеристични рендгенски зраци). Вкупно се познати околу 25 природни и околу 100 вештачки алфа радиоактивни изотопи.

Бета распаѓањето комбинира три типа нуклеарни трансформации: електронски (β-)

и позитронот (β+) се распаѓа, како и зафаќање на електрони или К-фаќање. Првите два типа на трансформации се состојат во тоа што јадрото емитира електрон и антинеутрино (за време на β- распаѓање) или позитрон и неутрино (за време на β+ распаѓање). Елек-

трон (позитрон) и антинеутрино (неутрино) не постојат во атомските јадра. Овие процеси се случуваат со претворање на еден вид нуклеон во јадрото во друг - неутрон во протон или протон во неутрон. Резултатот од овие трансформации е β-распаѓање, чии шеми имаат форма:

каде што − 1 e0 и + 1 e0 се означување на електрон и позитрон,

0 ν0 и 0 ~ ν0 – ознака на неутрина и антинеутрина.

Со негативно бета распаѓање, бројот на полнежот на радионуклидот се зголемува за еден, а со позитивното бета распаѓање се намалува за еден.

Електронското распаѓање (β - распаѓање) може да го доживеат и природните и вештачките радионуклиди. Токму овој тип на распаѓање е карактеристичен за огромниот број еколошки најопасни радионуклиди ослободени во животната средина како резултат на несреќата во Чернобил. Меѓу нив

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

Позитронското распаѓање (β + – распаѓање) е карактеристично првенствено за вештачките радионуклиди.

Бидејќи за време на бета распаѓањето две честички се испуштаат од јадрото, и дистрибуцијата

меѓу нив статистички се јавува вкупната енергија, тогаш енергетскиот спектар на електроните (позитроните) е континуиран од нула до максималната вредност Emax наречена горна граница на бета спектарот. За бета радиоактивни јадра, вредноста на Emax лежи во енергетскиот регион од 15 keV до 15 MeV. Должината на патеката на бета честичката во воздухот е до 20 m, а во биолошкото ткиво до 1,5 cm.

Бета распаѓањето обично е придружено со емисија на гама зраци. Причината за нивното појавување е иста како и во случајот на распаѓање на алфа: јадрото ќерка се појавува не само во земја (стабилна) состојба, туку и во возбудена состојба. Потоа преминувајќи во состојба на помала енергија, јадрото емитува гама фотон.

За време на фаќањето електрони, еден од протоните на јадрото се претвора во неутрон:

1 p 1+ − 1 e 0 → 0 n 1+ 0 ν 0 .

Со оваа трансформација исчезнува еден од електроните најблиску до јадрото (електронот на К-слојот на атомот). Протон, претворајќи се во неутрон, „заробува“ електрон. Оттука потекнува терминот „електронско фаќање“. Карактеристика

Овој тип на β-распаѓање е емисија на една честичка од јадрото - неутрино. Колото за електронско снимање изгледа како

Am Z X+ − 1 e0 → Am Z − 1 Y+ 0 ν 0 . (1.16)

Електронското снимање, за разлика од β± распаѓањето, секогаш е придружено со карактер-

бактериско зрачење со рендген. Последново се случува кога електрон пооддалечен од јадрото се преместува на ново празно место во

К-слој. Брановата должина на рендгенските зраци е во опсег од 10 − 7 до 10 − 11 m. Така, при бета распаѓањето, масениот број на јадрото е зачуван, а неговата

полнењето се менува за еден. Полуживот на бета радиоактивни јадра

лежат во широк временски опсег од 10 − 2 с до 2 1015 години.

До денес се познати околу 900 бета радиоактивни изотопи. Од нив, само околу 20 се природни, останатите се добиваат вештачки. Огромното мнозинство од овие изотопи искусуваат

β− -распаѓање, т.е. со емисија на електрони.

Сите видови на радиоактивно распаѓање се придружени со гама зрачење. Гама зраците се електромагнетно зрачење со кратки бранови, што не е независен тип на радиоактивност. Експериментално е утврдено дека гама зраците се емитуваат од јадрото ќерка за време на нуклеарните транзиции од возбудени енергетски состојби во земјена или помалку возбудена состојба. Енергијата на гама зраците е еднаква на разликата помеѓу енергиите на почетното и последното ниво на енергија на јадрото. Брановата должина на гама зраците не надминува 0,2 нанометри.

Процесот на гама зрачење не е независен тип на радиоактивност, бидејќи се јавува без промена на Z и Am на јадрото.

Контролни прашања:

1. Што се подразбира под масени и полнети броеви во периодниот систем на Менделеев?

2. Концептот на „изотопи“ и „изобари“. Која е разликата помеѓу овие термини?

3. Нуклеарни сили на јадрото и нивните најважни карактеристики.

4. Зошто масата на јадрото е помала од збирот на масите на неговите составни нуклиди?

5. Кои материи се нарекуваат радиоактивни?

6. Што ја карактеризира и покажува константата на радиоактивното распаѓање?

7. Дефинирајте го полуживотот на супстанцијата.

8. Наведете ги мерните единици за волуметриска, површинска и специфична активност.

9. Главните видови на зрачење од радиоактивни јадра и нивните параметри.

Слајд11

Алфа распаѓањето е емисија на алфа честички (јадра на хелиум) од атомско јадро во земја (невозбудена) состојба.

Главни карактеристики на полуживот Т 1/2, кинетичка енергија Т αи километражата во материјата R αα-честички во материјата.

Основни својства на алфа распаѓањето

1. Алфа распаѓањето се забележува само кај тешките јадра. Познати се околу 300 α-радиоактивни јадра

2. Полуживотот на α-активните јадра лежи во огромен опсег од

10 17 години ()

и се утврдува Закон Гајгер-Нетал

. (1.32)

на пример, за Z=84 константи А= 128,8 и Б = - 50,15, Т α– кинетичка енергија на α-честичка во Мев

3. Енергиите на α-честичките на радиоактивните јадра се содржани внатре

(Мев)

T α min = 1,83 Мев (), Тαmax = 11,65 Мев(изомер

4. Забележана е фината структура на α-спектрите на радиоактивните јадра. Овие спектри дискретни. На сл. 1.5. Прикажан е дијаграм на распаѓање на јадрото на плутониум. Спектарот на α честички се состои од голем број моноенергетски линии што одговараат на премини на различни нивоа на јадрото ќерка.

6. Километражата на α-честичките во воздухот во нормални услови

R α (cm) = 0,31 T α 3/2 Мевна (4< Т α <7 Мев) (1.33)

7. Општа шема на реакцијата на α-распаѓање

каде е мајчиното јадро, дали е јадрото ќерката

Енергијата на врзување на α честичката во јадрото мора да биде помала од нула за да дојде до распаѓање α.

E St α =<0 (1.34)

Енергијата ослободена за време на α-распаѓање Еα се состои од кинетичката енергија на α честичката Тα и кинетичка енергија на јадрото ќерка Т i

E α =| E St α | = T α + T i (1,35)

Кинетичката енергија на α честичката е повеќе од 98% од вкупната енергија на α распаѓањето

Видови и својства на бета распаѓање

Бета распаѓање слајд 12

Бета распаѓањето на јадрото е процес на спонтана трансформација на нестабилно јадро во изобарно јадро како резултат на емисија на електрон (позитрон) или заробување на електрон. Познати се околу 900 бета радиоактивни јадра.

Во електронското β - распаѓање, еден од неутроните на јадрото се претвора во протон со емисија на електрон и електронски антинеутрино.

слободно распаѓање на неутрони , Т 1/2 =10,7 мин;

распаѓање на тритиум , Т 1/2 = 12 години .

На позитрон β+ распаѓањееден од протоните на јадрото се претвора во неутрон со емисија на позитивно наелектризиран електрон (позитрон) и електронска неутрина

Кога електронско е-фаќањејадрото фаќа електрон од електронската обвивка (обично К-обвивка) на сопствениот атом.

Енергијата на β - распаѓање лежи во опсегот

()0,02 Мев < Е β < 13,4 Мев ().

Спектар на емитирани β-честички континуираноод нула до максимална вредност. Формули за пресметка максимална енергија на бета распаѓање:

, (1.42)

, (1.43)

. (1.44)

каде е масата на мајчиното јадро, е масата на јадрото ќерка. m e– електронска маса.

Пола живот Т 1/2поврзани со веројатност врска со бета распаѓање

Веројатноста за бета распаѓање силно зависи од енергијата на бета распаѓање ( ~ Eβ 5 во Eβ >> m e c 2) затоа полуживотот Т 1/2варира во голема мера

10-2 сек< Т 1/2< 2 10 15 лет

Бета распаѓањето се јавува како резултат на слабата интеракција, една од основните интеракции.

Радиоактивни семејства (серија) Слајд 13

Закони за нуклеарно поместување за време на α-распаѓање ( A→A – 4 ; Z→Z- 2) за време на β-распаѓање ( A→A; Z→Z+1).Од масовниот број Апри α-распаѓање се менува на 4, а при β-распаѓање Ане се менува, тогаш членовите на различни радиоактивни семејства не се „збунуваат“ едни со други. Тие формираат посебни радиоактивни серии (синџири на јадра), кои завршуваат со нивните стабилни изотопи.

Масовните броеви на членовите на секое радиоактивно семејство се карактеризираат со формулата

a=0 за семејството ториум, а=1 за семејството нептунија, а=2 за семејството на ураниум, а=3 за семејството актиноураниум. n- цел број. види табела 1.2

Табела 1.2

Од споредбата на полуживотот на предците на семејствата со геолошкиот животен век на Земјата (4,5 милијарди години), јасно е дека речиси целиот ториум-232 бил зачуван во супстанцијата на Земјата, ураниум-238 распаднат од околу половина, ураниум-235 во најголем дел и речиси целиот нептуниум-237.

Полуживотот на познатите α-радиоактивни јадра многу варираат. Така, изотопот на волфрам 182 W има полуживот T 1/2 > 8,3·10 18 години, а изотопот на протактиниум 219 Pa има T 1/2 = 5,3·10 -8 s.

Ориз. 2.1. Зависност на полуживотот на радиоактивен елемент од кинетичката енергија на α-честичка на природно радиоактивен елемент. Испрекината линија е законот Гајгер-Натал.

За парни изотопи, зависноста на полуживотот од α-распаѓање енергија Q α опишани емпириски Закон Гајгер-Нетал

каде што Z е полнењето на последното јадро, полуживотот T 1/2 се изразува во секунди, а енергијата на α-честичката E α е во MeV. На сл. Слика 2.1 ги прикажува експерименталните вредности на полуживотот за α-радиоактивни рамномерни изотопи (Z варира од 74 до 106) и нивниот опис со помош на релацијата (2.3).
За непарни, парни-непарни и непарни јадра општата тенденција на зависноста
log T 1/2 од Q α е зачуван, но полуживотот е 2-100 пати подолг отколку за парни јадра со исти Z и Q α.
За да дојде до α распаѓање, потребно е масата на почетното јадро M(A,Z) да биде поголема од збирот на масите на последното јадро M(A-4, Z-2) и α честичката M α:

каде што Q α = c 2 е енергијата на α-распаѓање.
Бидејќи М α<< M(A-4, Z-2), главниот дел од енергијата на α-распаѓање е однесен од α ‑ честичка и само ≈ 2% - конечното јадро (A-4, Z-2).
Енергетските спектри на α-честички на многу радиоактивни елементи се состојат од неколку линии (фина структура на α-спектрите). Причината за појавата на фината структура на α спектарот е распаѓањето на почетното јадро (A,Z) во возбудена состојба на јадрото (A-4, Z-2). Со мерење на спектрите на алфа честичките може да се добијат информации за природата на возбудените состојби
јадра (A-4, Z-2).
За да се одреди опсегот на вредностите на A и Z јадрата за кои енергетски е можно α-распаѓањето, се користат експериментални податоци за енергиите на врзување на јадрата. Зависноста на енергијата на α-распаѓање Q α од масениот број A е прикажана на сл. 2.2.
Од Сл. 2.2 јасно е дека α распаѓањето станува енергетски возможно почнувајќи од A ≈ 140. Во регионите A = 140-150 и A ≈ 210, вредноста на Q α има различни максими, кои се должат на структурата на обвивката на јадрото. Максимумот кај A = 140–150 е поврзан со полнењето на неутронската обвивка со магичниот број N = A – Z = 82, а максимумот кај A ≈ 210 е поврзан со полнењето на протонската обвивка во Z. = 82. Поради структурата на обвивката на атомското јадро, првиот (ретки земји) регион на α-активни јадра започнува со N = 82, а тешките α-радиоактивни јадра стануваат особено бројни почнувајќи од Z = 82.

Ориз. 2.2. Зависност на енергијата на α-распаѓање од масениот број А.

Широкиот опсег на полуживот, како и големите вредности на овие периоди за многу α-радиоактивни јадра, се објаснуваат со фактот дека α честичката не може „моментално“ да го напушти јадрото, и покрај фактот што тоа е енергетски поволни. За да го напушти јадрото, α-честичката мора да ја надмине потенцијалната бариера - регионот на границата на јадрото, формиран поради потенцијалната енергија на електростатското одбивање на α-честичката и последното јадро и привлечните сили помеѓу нуклеони. Од гледна точка на класичната физика, алфа-честичката не може да надмине потенцијална бариера, бидејќи ја нема потребната кинетичка енергија за ова. Меѓутоа, квантната механика дозволува таква можност - α ‑ честичката има одредена веројатност да помине низ потенцијалната бариера и да го напушти јадрото. Овој квантно механички феномен се нарекува „тунелен ефект“ или „тунелирање“. Колку е поголема висината и ширината на бариерата, толку е помала веројатноста за тунелирање, а полуживотот е соодветно подолг. Широк опсег на полуживот
α-емитерите се објаснуваат со различни комбинации на кинетичките енергии на α-честичките и височините на потенцијалните бариери. Ако бариерата не постоеше, тогаш алфа честичката ќе го остави јадрото зад карактеристичното јадро
време ≈ 10 -21 – 10 -23 s.
Наједноставниот модел на α-распаѓање беше предложен во 1928 година од Г. Гамов и, независно, од Г. Гарни и Е. Кондон. Во овој модел, се претпоставуваше дека α честичката постојано постои во јадрото. Додека алфа-честичката е во јадрото, на неа дејствуваат нуклеарните сили на привлекување. Радиусот на нивното дејство е споредлив со радиусот на јадрото R. Длабочината на нуклеарниот потенцијал е V 0 . Надвор од нуклеарната површина на r > R потенцијалот е Кулонов одбивен потенцијал

V(r) = 2Ze 2 /r.

Ориз. 2.3. Енергии на α-честички E α во зависност од бројот на неутрони N
во оригиналното јадро. Линиите поврзуваат изотопи од истиот хемиски елемент.

Поедноставен дијаграм на комбинираното дејство на нуклеарниот атрактивен потенцијал и Кулонов одбивен потенцијал е прикажан на слика 2.4. За да го напушти јадрото, α честичка со енергија E α мора да помине низ потенцијална бариера содржана во регионот од R до Rc. Веројатноста за α распаѓање главно се одредува со веројатноста D на α честичка да помине низ потенцијална бариера

Во рамките на овој модел, беше можно да се објасни силната зависност на веројатноста α ‑ распаѓање од енергијата на α-честичката.

Ориз. 2.4. Потенцијална енергија на α честичка. Потенцијална бариера.

За да се пресмета константата на распаѓање λ, потребно е да се помножи коефициентот на поминување на α-честичка низ потенцијалната бариера, прво, со веројатноста w α дека α-честичката е формирана во јадрото, и, второ, со веројатноста дека ќе биде на основната граница. Ако алфа честичка во јадро со радиус R има брзина v, тогаш таа ќе се приближи до границата во просек ≈ v/2R пати во секунда. Како резултат на тоа, за константата на распаѓање λ ја добиваме релацијата

(2.6)

Брзината на α честичката во јадрото може да се процени врз основа на нејзината кинетичка енергија E α + V 0 во внатрешноста на нуклеарниот потенцијален бунар, што дава v ≈ (0,1-0,2) s. Од ова веќе произлегува дека ако има алфа честичка во јадрото, веројатноста таа да помине низ бариерата Д<10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Грубоста на проценката на предекспоненцијалниот фактор не е многу значајна, бидејќи константата на распаѓање зависи од неа неспоредливо помалку отколку од експонентот.
Од формулата (2.6) следува дека полуживотот силно зависи од радиусот на јадрото R, бидејќи радиусот R е вклучен не само во предекспоненцијалниот фактор, туку и во експонентот, како граница на интеграција. Затоа, од податоците за α-распаѓање е можно да се одредат радиусите на атомските јадра. Радиусите добиени на овој начин се покажаа дека се 20-30% поголеми од оние пронајдени во експериментите за расејување на електрони. Оваа разлика се должи на фактот што во експериментите со брзи електрони се мери радиусот на распределбата на електричниот полнеж во јадрото, а при α-распаѓањето се мери растојанието помеѓу јадрото и α-честичката, при што нуклеарните сили престануваат да дејствуваат.
Присуството на Планковата константа во експонентот (2.6) ја објаснува силната зависност на полуживотот од енергијата. Дури и мала промена на енергијата доведува до значителна промена на експонентот и со тоа до многу остра промена на полуживотот. Затоа, енергиите на емитираните α честички се многу ограничени. За тешките јадра, α-честичките со енергија над 9 MeV летаат речиси веднаш, а со енергии под 4 MeV тие живеат во јадрото толку долго што α-распаѓањето не може ни да се открие. За α-радиоактивни јадра од ретки земји, двете енергии се намалуваат со намалување на радиусот на јадрото и висината на потенцијалната бариера.
На сл. Слика 2.5 ја прикажува зависноста на енергијата на α-распаѓање на изотопите на Hf (Z = 72) од масениот број A во опсегот на масените броеви A = 156–185. Табела 2.1 ги прикажува енергиите на α-распаѓање, полуживотот и главните канали на распаѓање на изотопите 156-185 Hf. Може да се види како, како што се зголемува масениот број А, енергијата на α-распаѓање се намалува, што доведува до намалување на веројатноста за α-распаѓање и зголемување на веројатноста за β-распаѓање (Табела 2.1). Изотопот 174 Hf, бидејќи е стабилен изотоп (во природната мешавина на изотопи е 0,16%), сепак се распаѓа со полуживот Т 1/2 = 2·10 15 години со емисија на α-честичка.

Ориз. 2.5. Зависност на енергијата на α-распаѓање Q α на изотопите на Hf (Z = 72)
од масениот број А.

Табела 2.1

Зависност од енергијата на α-распаѓање Q α, полуживот Т 1/2,
различни начини на распаѓање на H f изотопи (Z = 72) во зависност од масениот број А

Hf изотопи со A = 176–180 се стабилни изотопи. Овие изотопи исто така имаат позитивна енергија на распаѓање α. Сепак, енергијата на α-распаѓање ~ 1,3-2,2 MeV е премногу ниска и α-распаѓањето на овие изотопи не беше откриено, и покрај ненултата веројатност за α-распаѓање. Со дополнително зголемување на масениот број A > 180, β - распаѓањето станува доминантен канал на распаѓање.
За време на радиоактивните распаѓања, последното јадро може да заврши не само во основната состојба, туку и во една од возбудените состојби. Сепак, силната зависност на веројатноста за α-распаѓање од енергијата на α-честичката води до фактот дека распаѓањето во возбудени нивоа на последното јадро обично се случува со многу низок интензитет, бидејќи кога последното јадро е возбудено, енергијата на α-честичката се намалува. Затоа, експериментално може да се набљудуваат само распаѓањата во ротациони нивоа со релативно ниски енергии на возбудување. Распаѓањето во возбудени нивоа на последното јадро доведува до појава на фина структура во енергетскиот спектар на емитирани α честички.
Главниот фактор што ги одредува својствата на α распаѓањето е поминувањето на α честичките низ потенцијалната бариера. Други фактори се манифестираат релативно слабо, но во некои случаи тие овозможуваат да се добијат дополнителни информации за структурата на јадрото и механизмот на α-распаѓање на јадрото. Еден од овие фактори е појавата на квантно-механичка центрифугална бариера. Ако α честичка е емитирана од јадро (A,Z) со спин J i, и се формира конечно јадро
(A-4, Z-2) во состојба со спин J f, тогаш α-честичката мора да го однесе вкупниот импулс J, определен со релацијата

Бидејќи α-честичката има нула спин, нејзиниот вкупен аголен импулс J се совпаѓа со орбиталниот аголен момент l однесен од α-честичката

Како резултат на тоа, се појавува квантно механичка центрифугална бариера.

Промената на обликот на потенцијалната бариера поради центрифугалната енергија е незначителна, главно поради фактот што центрифугалната енергија се намалува со растојание многу побрзо од Кулоновата енергија (како 1/r 2, а не како 1/r). Меѓутоа, бидејќи оваа промена е поделена со Планковата константа и паѓа во експонентот, тогаш на големо l, тоа доведува до промена на животниот век на јадрото.
Табела 2.2 ја покажува пресметаната пропустливост на центрифугалната бариера B l за α-честички емитирани со орбитален импулс l во однос на пропустливоста на центрифугалната бариера B 0 за α-честички емитирани со орбитален импулс l = 0 за јадро со Z = 90, Енергија на α-честички E α = 4,5 MeV. Може да се види дека со зголемување на орбиталниот импулс l однесен од честичката α, пропустливоста на квантно-механичката центрифугална бариера нагло опаѓа.

Табела 2.2

Релативна пропустливост на центрифугалната бариера заα - честички,
заминување со орбитален моментум l
(Z = 90, E α = 4,5 MeV)

Позначаен фактор што може драматично да ги прераспредели веројатностите на различни гранки на α-распаѓање може да биде потребата за значително преструктуирање на внатрешната структура на јадрото за време на емисијата на α-честичка. Ако почетното јадро е сферично, а основната состојба на последното јадро е силно деформирана, тогаш за да еволуира во основната состојба на последното јадро, почетното јадро мора да се преуреди во процесот на емитување на алфа честичка, што во голема мера се менува. нејзиниот облик. Таквата промена во обликот на јадрото обично вклучува голем број нуклеони и систем со малку нуклеони како α ‑ честичката што го напушта јадрото можеби нема да може да го обезбеди. Тоа значи дека веројатноста за формирање на финалното јадро во основната состојба ќе биде занемарлива. Ако меѓу возбудените состојби на последното јадро постои состојба блиску до сферичното, тогаш почетното јадро може, без значително преуредување, да влезе во него како резултат на α ‑ распаѓање.
Од дијаграмите на α-распаѓање на изотопите 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra, силните зависности на веројатноста за α-распаѓање во возбудени состојби од енергијата на α-честичката и од орбиталниот моментум l однесен од а-честичката се видливи.
α распаѓањето може да се појави и од возбудени состојби на атомските јадра. Како пример, табелите 2.3 и 2.4 ги прикажуваат начините на распаѓање на земјата и изомерните состојби на изотопите 151 Ho и 149 Tb.

Табела 2.3

α-распаѓање на земјата и изомерни состојби од 151 Ho

Табела 2.4

α-распаѓање на земјата и изомерни состојби од 149 Tb

На сл. Слика 2.6 ги прикажува енергетските дијаграми на распаѓањето на земјата и изомерните состојби на изотопите 149 Tb и 151 Ho.

Ориз. 2.6 Енергетски дијаграми на распаѓање на земјата и изомерни состојби на изотопите 149 Tb и 151 Ho.

α-распаѓањето од изомерната состојба на изотопот 151 Ho (J P = (1/2) + , E изомер = 40 keV) е поверојатно (80%) отколку е-фаќањето до оваа изомерна состојба. Во исто време, основната состојба на 151 Ho се распаѓа главно како резултат на е-фаќање (78%).
Во изотопот 149 Tb, распаѓањето на изомерната состојба (J P = (11/2) - , E изомер = 35,8 keV) се јавува во огромен случај како резултат на е-фаќање. Набљудуваните карактеристики на распаѓањето на земјата и изомерните состојби се објаснуваат со големината на енергијата на α-распаѓање и е-зафаќање и орбиталниот аголен моментум однесен од α-честичката или неутриното.

Состојба на распаѓање.Алфа распаѓањето е карактеристично за тешките јадра, во кои има израсток Асе забележува намалување на енергијата на врзување по нуклеон. Во овој регион со масени броеви, намалувањето на бројот на нуклеоните во јадрото доведува до формирање на поцврсто врзано јадро. Во исто време, добивката во енергија со намалување Аеден е многу помал од енергијата на врзување на еден нуклеон во јадрото; затоа, емисијата на протон или неутрон, кои имаат енергија на врзување еднаква на нула надвор од јадрото, е невозможна. Емисијата на јадрото 4 Ne се покажува како енергетски поволна, бидејќи специфичната енергија на врзување на нуклеон во дадено јадро е околу 7,1 MeV. Алфа распаѓањето е можно ако вкупната енергија на врзување на јадрото на производот и алфа честичката е поголема од енергијата на врзувањето на првобитното јадро. Или во масивни единици:

M(A,Z)>M(A-4, Z-2) + M α (3.12)

Зголемувањето на енергијата на врзување на нуклеоните значи намалување на останатата енергија токму за количината на енергија ослободена за време на алфа распаѓањето E α. Поради оваа причина, ако ја замислиме алфа честичката како целина во производното јадро, тогаш таа треба да зазема ниво со позитивна енергија еднакво на E α(сл. 3.5).

Ориз. 3.5. Дијаграм на нивото на енергија на алфа честичка во тешко јадро

Кога алфа-честичката го напушта јадрото, оваа енергија се ослободува во слободна форма, како кинетичка енергија на производите на распаѓање: алфа честичката и новото јадро. Кинетичката енергија се дистрибуира помеѓу овие производи на распаѓање во обратна пропорција на нивните маси и, бидејќи масата на алфа честичката е многу помала од масата на новоформираното јадро, речиси целата енергија на распаѓање ја носи алфа-честичката. Тᴀᴋᴎᴍ ᴏϬᴩᴀᴈᴏᴍ, со голема точност E αе кинетичката енергија на алфа честичката по распаѓањето.

Во исто време, ослободувањето на енергија е спречено од Кулоновата потенцијална бариера Велика Британија(види Слика 3.5), веројатноста за преминување на алфа честичка е мала и паѓа многу брзо со намалување E α. Поради оваа причина, релацијата (3.12) не е доволен услов за алфа распаѓање.

Висината на Кулоновата бариера за наелектризираната честичка што продира во јадрото или го напушта јадрото се зголемува пропорционално на нејзиниот полнеж. Поради оваа причина, кулоновата бариера претставува уште поголема пречка за бегство на други цврсто врзани лесни јадра од тешко јадро, како на пр. 12 Cили 16 О. Просечната енергија на врзување на нуклеонот во овие јадра е дури и повисока отколку во јадрото 4 Не, во врска со ова, во голем број случаи, емисијата на јадро 16 Онаместо последователно да емитува четири алфа честички, тоа би било енергетски поповолно. Во овој случај, емисијата на јадра потешки од јадрото 4 Не, не се гледа.

Објаснување на колапсот.Механизмот на алфа распаѓање се објаснува со квантната механика, бидејќи во рамките на класичната физика овој процес е невозможен. Само честичка со бранови својства може да се појави надвор од потенцијалниот бунар кога E α . Покрај тоа, излегува дека само потенцијална бариера со бесконечна ширина, со веројатност еднаква на еден, го ограничува присуството на честичка во потенцијалниот бунар. Ако ширината на бариерата е конечна, тогаш веројатноста за движење надвор од потенцијалната бариера е фундаментално секогаш различна од нула. Точно, оваа веројатност брзо се намалува со зголемување на ширината и висината на бариерата. Апаратот на квантната механика води до следниот израз за транспарентност или веројатност на бариерата ω за честичката да биде надвор од потенцијалната бариера кога се судри со нејзиниот ѕид: