Н.В. Карлов, Н.А. Кириченко - Начальные главы квантовой механики (1129353), страница 63
Текст из файла (страница 63)
Однако эго не гак. Рассмотрим этот вопрос подробнее. Энергия связи нуклона в тяжелом ядре составляет величину порядка 7 МэВ. Найдем энергию связи нуклонов в и-частице. Известно, что энергия связи ядра, Пе з составляет Е„,„э( з~Пс) .= 28,28 МэВ, а энергия связи ядра трития 1Т равна Е„„яя( Т) =- 8.48 МэВ. Поэтому для извлечения протона из и-частицы требуется затратить ЬЕ = (28. 28 — 8.48) МэВ = ! 9. 8 МэВ. Аналогично, зная энергию связи ядра гелия-З, Ег„,,(:зПе) — 7.72 МэВ, находим, что для извлечения нейтрона из и-частицы требуется затратить энергию 2зЕ = = (28,28-- 7, 72) МэВ = 20,6 МэВ.
Таким образом, энергия связи протона с а-частицей выше, чем с ядром, и следовщельно„более вероятно непускание нуклона в составе а-частицы, чем в изолированном виде. Тем не менее в 1963 г. В.И. Гольданским была обнаружена и протонная радиоактивность. Отметим еще один фактор, который может влиять на эффективность а- распада.
Это наличие центробежного барьера, возникающего при ненулевых моментах импульса. При этом З аз„гз 305 Гл !4 Сяроелиеи сгайсакаядер Однако центробежные силы меняют высоту барьера не сильно. Даже для больших значений момента (! = 5) оказывается 523 6 Ь г ' 1 5МэВ, 2гй,,йз что существенно меньше высоты кудоновского барьера ( 30 МэВ). Наконец, рассмотрим вопрос о спектре образующихся и-частиц. Прело дс всего, нетрудно понять, что полный наблюдасмьш спектр и-часгиц должен быть относительно узким.
В самом леле, с помощью формулы Гейгера — Пезтола нетрудно установить, что ядра, испускающие а-частицы с энергиями меньше 4 МэВ, живут столь долго, что их можно считать практически стабильными. Если же ядра испускают а-частицы с энергиями более 9 МэВ, то у них барьер для а-частиц узок и эти ядра распадаются практически мгновенно. Далее учтем, что энергетические состояния ядер определяются лишь числом нуклонов и уровнем возбуждения.
Как мы видели на примере оболочечной модели, энергетические уровни дискретны. Таким образом, в реакции (.4. Я) — (А —. 4, 2 — 2) + и начальное и конечное состояния имеют строго определенные значения энергии. Следовательно, энергия и-частиц хголсет принимать строго фиксированные значения. Если материнское и дочернее ядра находятся в основном состоянии, то спектр о-частиц сосгоит из одной полосы.
Если зке дочернее ядро может возникать в возбужденных состояниях, то спектр очастип будет содержать несколько полос. Например, в реакции о-распада урана-235 3213 эоТ12 зо 233 231 2 наблюдаются три группы ц-частил с энергиями 4,559 МэВ, 4,370 МэВ и 4,170 МэВ. Соответственно дочерние ядра 2,",оТ13 образуются в основном состоянии и иа двух возбужденных уровнях. Дальнейший переход тория из возбужденных состояний в основное осуществляется путем излучения ",-квантов. 14.13. Гамма-распад ядер, внутренняя конверсия, эффект Оже Гамма-распадом называют переход ядер из возбужденных состояний в состояния с меньшей энергией с испусканием ",.-квантов.
Энергия эквантов, образующихся в этих переходах„определяется разностью энергий начального и конечного состояний ядер и составляет величины до 2 -:— 2. 5 МэВ. Этот процесс обычно наблюдается в тех случаях, когда ядро сильно возбуждено, но снятие возбуждения путем испускания нуклонов невозможно (по закону сохранения энергии) или имеет малую вероятность (по тем или иным причинам). 307 14.14. Ядерньзе изомеры Помимо обычного -, -распада возможны явления, когда т-кванты не образуются в свободном состоянии. Одно из таких явлений называется енуизренией конверсией и состоит в следующем. Возбужденное ядро може1 передать свою энергию одному из ближайших электронов атомной оболочки, который затем выбрасывается из атома, имея энергию Ес .- АЕ = Еысяяз.
Здесь 21Š—. энергия ядерного перехода, Е, „„„— — энергия связи электрона в атоме. Условие возможности внутренней конверсии состоит в том, что величина Е, ) О. Отметим, чю в случае тяжелых ядер К-электроны могут быть сильно связаны с атомом (энергия Е, с,„, велика), так что конверсия на К-элекгронах может отсутствовать.
В процессе внутренней конверсии из атома выбрасывается электрон (называемый конверсионным) и образуется вакансия в электронной оболочке атома. Эта вакансия (" дырка ') может заполняться в результате переходов элекзронов на освободившееся место с более высоких энергетических уровней, приводя к возникновению характеристического рентгеновского излучения. Возможна„однако, иная ситуация; избыл ок энергии приводит к выбрасыванию электрона с верхних оболочек атома(без испускания -:-квантов) ') .
Это явление получило название эффекта Оэке 1Р. Ъ'. Апйсг, 1925). В результате в атомной оболочке образуется вторая дырка. Энергия Оже-электронов не зависиз от энергии источника, приводящего к возникновению первой электронной вакансии и определяется только разностью энергий возбужденных состояний атома: Еожч Е1 Ез Ез (14.52) где Е1 — — энергия ионизованного атома с вакансией на внутренней оболочке, Ез энергия атома после заполнения вакансии одним из электронов атома, Ез —. пороговая энергия вылета Оже-электрона из однократно ионизованного атома. Оказывается, энергия Оже-электронов Ео, для различных атомов составляет обычно о0 —: 3000 эВ и определяется свойствами испускающих их атомов. Поэтому по Озке-спектрам мозкно установить химический состав поверхностных слоев твердых тел, исследовать химический состав газов и т.д. Соответствузощий метод получил название Оже-спектроскопии.
14.14. Ядерные изомеры Ядра как правило имеют очень большое число различных возбужденных состояний. Характерные периоды их;-распада обычно невслики-- порядка10 ' —: 10 12 с. '1 Заметим, чзо вакансия а атомной оболочке 1иоиизаиия атома) может быть создана и аисшиими источниками: рентгеновским излучением, быстрыми элекгроиами, ионами и т. д.
зоб 1я. 14 Строение и свойстьиядер В!921г.О.Ганнобнаружил,чтовреакцииД -распадаядратория зэзояТ)з образуются ядра протактиния згзояРа, причем образующиеся ядра имеют два различные периода полураспада: 6,75 часа н 1,22 минуты. В результате последующего В -распада эти ядра превращаются в ядра урана зфЗ. В 1935 г. И.В. Курчатов с сотрудниками открыли существование двух периодов полураспала у ядер брома зоВг: 4,4 часа н 18 минут. При облучении нейтронами брома ~взВг происходит ядерная реакция тяВг4 и, ' хй Вг зй и' зь 114.53) с образованием ядер в возбужденном состоянии (это отмечено звездочкой рядом с ъгассовым числом). Если энергия нейтрона мала, то энергия возбуждения близка к энергии связи нейтрона в ядре вззВг. Дальнейшие стадии распада возбужденных ядер показаны на рис. 14.10.
и 1О с 10,090 Мэн 2,074 МэВ 4,42 ч 1.990 МзВ 17,6 мин 80 3 К! Рис. 14.10. Схема распадов возбужденною ядра брома с образованием изомерного состояния 10 ). Распад ядер брома, находящихся в основном состоянии, может происходить по каналам,З "-распада, В -распада н путем электронного захвата, Штриховой линией показан уровень (2 '),иа который осуществляется переход из изомерного состояния Долгоживущие возбузкденные состояния ядер получили название "нзомерных состояний", а само явление — "ядерной изомерии", Ядерные изомеры обозначают обычным символом, но с добавлением индекса "т" к атомному весу. Этот индекс происходит от слова "шегаз1а)э)с" — метастабильный, почти устойчивый.
Таким образом, символы упоминавшихся изомеров — это азалзРа и "о "зВг. во зз Времена жизни ядерных изомеров простираются от микросекунд до нескольких лет. Одним из наибольших из известных периодов полураспада 1424. Ядерные и>омары обладает изомер зз)'з>н>В1... 3 1Оо лет. Многие ядра имеют более одного изомера. Причина существования ядерной изомерии состоит в том, что вероятность ",-распада изомерного ядра может оказаться малой из-за особенностей квантового состояния изомера.
Паиболее часто это наблюдается в тех случаях, когда соответствующее возбужденное состояние облаласт энергией Е1ы), близкой к энергии основного состояния Е(о). Кроме того, ядра в возбужденном и основном состояниях должны обладать сильно различающимися значениями спина. Качественно понять, как работают сформулированные требования, можно из следующих соображений. Амплитуда электромагнитного поля при Е-цельном излучении пропорциональна величине (14.54) где Л характерный линейный размер излучающей системы.
Соответственно мощность и, следовательно, вероятность излучения окажутся про- гюрциональными и ( — ) (14.55) Для;-перехода частота определяется соотношением 6и> =- ЬЕ =- Е(">)— — Е о). При испускании ";-квантов должен выполняться также закон сохра. (о пения момента импульса: Л = ЬТ : =1>н>) — У>о), где 11ий и >'(о) -" спины возбужденного и основного состояний ядра. Поэтому (й „Е)~ (14,56) Послслняя формула дает количественное обоснование требований, предьявляемых к изомерам: малые значения ЬЕ и оольшие значения ЬЕ Поэтому при большой разнице спинов ";-излучение должно обладать высокой мультипольносгъю, т. е. быть либо квадрупольным, либо октупольным и т, д, Тогда вероятность распала изомсра окажется малой.
Заметим, что аналогичные соображения были использованы при установлении правгп отбора ЛЯ =- О, Ь,У = О, ~1 для атомных переходов: вероятность мультипольного излучения (с Л = 2, 3.... ) мала именно вследствие большой длины волны излучаемого кванта.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
