yavor2 (553175), страница 88
Текст из файла (страница 88)
Мысовским и А. П. Ждановым. Он основан на использовании почернения фотографического слоя под действием проходящих через фотоэмульсию быстрых заряженных частиц. Ядерные эмульсии применяются в виде слоев толщиной от 0,5 до 1 мм. Это позволяет исследовать траектории частиц высоких энергий. Например, частица с энергией порядка 10 МэВ образует след длиной порядка О,1 мм и не выходит из слоя. Для изучения следов частиц, обладающих очень высокой энергией н дающих длинные следы, большое число пластинок складывается в стопу, помещаемую наклонно к следу.
Тогда последова- 388 тельные участки следов траектории частицы можно изучать по почернению эмульсии в пластинках стопы, следующих друг за другом. Существенным преимуществом метода фотоэмульсий, помимо простоты применения, является то, что он дает неисчезаюи1ий след частицы, который затем может быть тщательно изучен. Это привело к широкому применению метода ядерных фотоэмульсий при изучении свойств новых элементарных частиц и исследовании космического пространства (путем установки пластинок с ядерными фото- эмульсиями на спутниках, ракетах и космических кораблях). Этим же методом с добавлением к эмульсии соединений бора или лития могут быть изучены следы нейтронов, которые в результате реакций с ядрами бора и лития создают и-частицы, вызывающие почернение в слое ядерной эмульсии.
По следам п-частиц делаются выводы о скоростях и энергиях нейтронов, вызвавших появление а-частиц. $81.9. Понятие о теории радиоактивного а-распада 1. Для понимания механизма и-распада важную роль сыграли опыты Резерфорда по рассеянию я-частиц на ядрах урана. Было найдено, что а-частицы, обладающие энергией 8,8 МэВ, отталкиваются от ядра по закону Кулона на любых расстояниях от ядра, вплоть до 30 ферми. Значит, высота кулоновского потенциального барьера ядра урана не ниже 8,8 МэВ. С другой стороны, и-частицы, испускаемые самим ядром урана, имеют энергию лишь 4 МэВ, т. е. значительно меньшую высоты потенциального барьера.
Отсюда следует, что вылет ц-частицы из ядра при его и-распаде представляет собой эффект прохождения частицы сквозь потенциальный барьер— ~пуннельный эффект 8 70.6). Это основное представление позволило объяснить ряд экспериментальных фактов, касающихся и-распада. К ним относится, прежде всего, опытный закон Гейзера — Нэшгпола: чем больше постоянная радиоактивного распада Х, тем больше длина пробега испускаемых о,-частиц. Количественно этот закон выражается следующей формулой: 1и 1 = А + В!п В, (81.8) где Р— длина пробега х-частицы в воздухе при 0 'С, А н  — эмпирические коэффициенты, одинаковые для членов одного вадноактивного семейства. 2. Теория сс-распада должна была объяснить, почему элементы, стоящие рядом в таблице Менделеева, испускают а-частицы, энергии которых мало отличаются друг от друга, но при этом периоды полураспада их оказываются сильно различающимися.
Например, для радиоактивных изотопов полония „,Роьм и „Ро."" начальные скорости вылетающих я-частиц равны соответственно 1,68 1О' м(с и 1,92.10' и/с, т. е. очень близки, тогда как их периоды полураспада — 3,05 мин и !О ' с — различаются очень сильно. 13* 387 — Уз»» !с»»-«) »ь Р ш е . (8!.9) Рнс.
81.6. В п. 3 9 70.6 обьяснены обозначения. примененные в этой формуле. С прозрачностью барьера летно связать постоянную распада )«. Альфа-частица, находящаяся в потенциальной яме, подлетая к барьеру, может отразиться от барьера и остаться в ядре, но может и «просочиться» сквозь барьер, выйти из ядра. Прозрачность барьера представляет собой вероятность вылета ««-частицы из ядра при одном «ударе» ее о барьер.
Постоянная же распада ядра Х равна, по определе. иию, вероятности распада ядра в единицу времени (4 81.3). Следовательно, для нахождения )» нужно умножить прозрачность барьера Р на число и ударов сс-частицы о стенку барьера: (81.10) Величина и обратна времени т, в течение которого с«-частица пролетает от одной стенки барьера до другой, т. е.
расстояние 8. равное <диаметру» ядра: 8 = 2г», если 㻠— радиус ядра. Обозначив через и скорость а-частицы, получим, что т=- = 2г«lо; следовательно, н т 2го 2шг»« (8!.и) Здесь скорскть а-частицы о мы выразили через ее энергию Ф» согласно нереляти- вистской формуле Ф»= тэ»72, чтобы не усложнять расчетов. Подставив (81.11) и (81.9) в (81.10), получим окончательно: ! «~~ !0»») «г« « Л= -в'— ; ° Е 2шг« (8! З2) 4. Формула (81.12) выражает зависимость постоянной распада от энергии выбрасываемых частиц. Опа должна содержать в себе закон Гейгера — Нэттола. 388 3 Согласно квантовой механике (5 70.6), как бы ни был высок потенциальный барьер, имеется отличная от нуля вероятность того, что частица с энергией, меньшей высоты барьера.
проникнет сквозь него. Применительно к»х-распаду это означает, что из радиоантивного ядра могут вылетать а-частицы, энергии которых мень. ше высоты барьера и составляют единицы МэВ. Для количественного рассмотре. ния туннельного эффекта необходимо знать форму потенциального барьера, т. е. зависимость потенциальной энергии о»частицы от ее расстояния до центра ядра.
На рис. 81.6 представлен примерный вид этой зависимости. Наружная стенка барьера, обусловленная кулоновским отталкиванием а-частицы от ядра, представляет собой гиперболу. Форма внутренней стенки потенциальной ямы определяется зависимостью ядерных сил от расстояния. Поскольку ядерные силы являются сильно короткодействующими по сравнению с кулоновской силой, внутренняи стенка потенциального барьера гораздо круче внешней. На рис. 81.6 она представлена просто вертикальной прямой.
Как уже говорилось в з 70.6, прозрачность барьера сильно зависит от его формы. Одвако для барьера даже сравнительно простой формы, представленной на рис. 8!.6, математическое решение за. Г(м»у дачи об а-распаде довольно громоздко. ! Поэтому для выясненяя еути дела расЛ~ смотрим предельно простой потенциальный л7 барьер с прямоугольными вертикальными ,уа стенками, график которого представлен на рис. 70.6 (стр. 238). Прозрачность такого барьера вычисляется по формуле а (70.30): Прологарифмируем (81.12) и получим 1п Х =1п ~/ — — — У 2т (его — 4') 2гэ.
— l Фо 2 2тгэ Ь Первый член остается практически постоянным в пределах иаждого радиоактивного семейства. Поэтому (81.13) можно записать в виде, соответствующем закону Гейгера — Нэттола: !п А=А+В!'(Ф.). (В! .В') Второй член (81.8') не является логарифмической функцией длины пробега, как в законе Гейгера — Нзттола (8!.8), но это несоответствие можно обьяснить. С одной стороны, эмпирический заков Гейгера — Нэттола не является абсолютно точным. С другой стороны, изложенная теория газке является весьма приближенной, так что-полного согласия между теорией н экспериментом ожидать не приходится. Качественное же согласие имеется: согласно (8!.! 2) или (В!.!3), чем больше энергия вылетающих а-частиц, а следовательно, и длина их пробега, тем больше постоянная распада.
Зто можно представить себе так: чем больше энергия а-частиц в радиоактивном ядре, тем труднее ядру удержать а.частицу, тем больше вероятнссть а-распада ядра. 5. Формула (81.12) объясняет, почему при небольшой разнице в скоростях вылетающих а-частиц периоды полураспада испускающих нх ядер могут отличаться очень сильно. Причина этого в том, что энергия а-частицы Ф' стоит в показателе степени формулы (81.9), а показательная функция очень чувствительна к измене. нию показателя степени.
Зто и приводит к тому, что при небольшом различии в энергиях Ф"- получается огромнаи разница в постояиаых распада или в периодах полураспада. Более точная теория а-распада, учитывающая форму потенциального барьера, гриведенную иа рис. 81.6, позволила получить громоздкую формулу, связывтощую постоянную распада с энергией а-частицы и с порядковым номером элемента в периодической системе.
Зта формула согласуется с опытными данными и является теоретическим уточнением опытного. закона Гейгера — Нэттола. В. Опыты показали, что каждый радиоактивный элемент испускает группы моноэиерытичггких а-частая, т. е. несколько групп а-частиц, причем в пределах каждой группы энергии а-частиц почти постоянны. Можно поэтому сказать, что энергетический спентр испускаемых при распаде а-частиц является лингйчатым.
Здесь полезно провести аналогию между электронной оболочкой атома и его ядром. Подобно тому как линейчатый спектр фотонов, испускаемых атомом, является следствием дискретности, квантования энергии атома, так и лннейчатый спентр энергий а-частиц, испускаемых ядрами данного элемента, свидетельствует о квантовании энергии атомного идра: энергия атомного ядра может иметь только дискргаигый ряд значений. $81.10. Гамма-лучи 1. Опытами установлено, что у-излучение ядер не является, как правило, самостоятельным видом радиоактивности.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
