1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 37
Текст из файла (страница 37)
Измерения показали, что, за очень небольшими исключениями, энергия «в-частиц Т„и периоды полураспада Тц, для всех известных в настоящее время и-радиоактивных ядер заключены в пределах 4 МэВ < Т„< 9 МэВ; 10 та лет > Тоа > 10 ' с. (174) Среднее значение энергии приблизительно равно 6 МэВ. 3. Наблюдается резкое разграничение всех ядер периодической системы элементов на две группы: и-радиоактивные и пстабильные. Как правило, п-активностью обладают ядра с зарядом У>82 (тяжелее свинца), причем энергия и-частиц растет с ростом У ядра. Исключениями являются несколько ядер редкоземельных элементов (например, '~б,'Бш, '73Р1), а также некоторые искусственно полученные ядра с большим недостаткоМ нейтронов.
Для редкоземельных элементов энергия и-частиц значительно меньше, а период полураспада больше, чем для тяжелых (например, 'в~аХб имеет Т,=1,8 МэВ и Т,п -— 5 1О" лет). 4. При сравнении энергии а-распада Е, различных изотопов одного и того же элемента наблюдается закономерное уменьшение энергии с ростом массового числа (рис. 80). Особенно четкая картина получается для четно-четных ядер. Детальный анализ этой закономерности показывает, что она справедлива при А>215 и А<209 н нарушается при промежуточных значениях массового числа.
Эта закономерность помогает предсказать энергию п-частиц для неизвестных изотопов данного элемента. 5. Использование точных методов измерения энергии пчастиц привело к открытию так называемой тонкой структ у р ы а-спектров. Оказалось, что обычно ядра испускают се-частицы не с одним, а с несколькими близкими значениями кинетической энергии, у 11. ц-Распад 177 800 губ гга гЗО 890 880 Х Рис. 80 Примером может служить ядро ТЬС(~ДВ1). Состав спектра испускаемых им а-частиц приведен в табл. 9.
Было замечено, что наибольшее число линий тонкой структуры встречается у и-спектров таких ядер, дочерние ядра которых обладают ярко выраженной несферичностью, и что при прочих равных условиях а-частицы с меньшей энергией испускаются с меньшей интенсивностью. б. Существуют два случая ск-распада, интересные тем, что соответствующие ядра (ТЬС' и КаС') наряду с основной группой ск-частиц испускают очень небольшое количество так называемых длиннопробежных сх-частиц с большой энергией. Например, ядро ТЬС' имеет спектральный состав скчастиц, приведенный в табл.
10. Таблица 9 " Отличие суммы процентного состава спектра от 100% обьяснвется различной степенью точности зкспернментов, использованных для а-частиц разных групп. Такоа несоответствие будет встречаться и в веаоторых другнк таблицах. Глава 1П. Радиоактивные яреврте1ения ядер 178 Таблица !О Таблица 11 Ядро КаС' испускает длиннопробежные !х-частицы еще в меньшем количестве, но зато с 12 различными значениями кинетической энергии (табл. 1!). Заметим, что оба случая относятся к ядрам изотопов одного и того же элемента — полония: ~111Ро(ТЪС') и аааРо(КаС').
Перечисленные закономерности и особенности се-распада рассмотрены в п. 2 и 3 этого параграфа. 2. ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ РАССМОТРЕНИЕ се-РАСПАДА. РОЛЬ ЗАКОНОВ СОХРАНЕНИЯ се-Распад относится к числу ядерных процес~си, происходящих под действием сильного взаимодействия. Поэтому для разрешенных и-переходов должны выполняться все известные законы сохранения, включая закон сохранения четности Р и закон сохранения изотопического спина Т. Каждый из них накладывает определенные ограничения на разрешенные се-переходы. Так, из закона сохранения изо- 1 17.
е-Расиад 179 топического спина следует, что «т-радиоактивное ядро (А, У) и дочернее ядро (А — 4, У вЂ” 2), образующееся после н-распада, должны иметь одинаковый изотопнческий спин Т (потому что изоспин ех-частицы Т,=О). Из закона сохранения четности Р и момента количества движения 1 следует что четность и спин начального (Р„и 1„) и конечного (Р, и 1,) ядер должны быть связаны с орбитальным моментом' а-частицы 1„соотношениями '11„— 1,1<1,<1„+1„' Р„7Р,=( — 1)', (17.5) где все 1„либо четные, либо нечетные числа. Напомним, что Р,=+1, а 1„=0*. Остановимся более подробно на законах сохранения энергии и импульса.
В соответствии с формулой (3.12) условие энергетической возможности и-распада записывается следующим образом: е„=(М(А — 4, У вЂ” 2)+М(4зНе) — М(А, У)~сз<0 (17.6) нли М(А, У)>М(А-4, 4.-2)+М(~зНе). Масса (энергия) исходного ядра должна быть больше суммы масс (энергнй) ядра-продукта и а-частицы. Избыток энергии исходного ядра выделяется при ех-распаде ядра в виде кинетической энергии Е„=)с,)=~М(А, У) — М(А — 4, У вЂ” 2) — М(4зНеЦс'=Т„+Т.„ (17.7) которая распределяется между а-частицей и ядром-продуктом таким образом, чтобы выполнялся закон сохранения импульса р, + р, = р (А, ~).
Считая, что распадающееся ядро покоится, получаем !р.1=1р, (, откуда Т =Т,М,7М„или ° д ч Таким образом, подавляющую часть кинетической энергии, выделяющейся прн а-распаде, уносит и-частица„и лишь незначительная ее доля (около 2'Ъ для тяжелых сх-радиоактивных ядер) приходится на ядро-продукт.
Так, в приведенном выше случае а-распада ядра ТЬС(заказ В)) Т, = 6,086 МэВ; Т„,=0,117 МэВ и Е„=Т,+Т,„=6,203 МэВ. * о-переходы, запрещенные законом сохраненна четности, рассмотрены в 177, п.б. !80 Глава 111. Радиоактивные нревращения ядер Соотношения (17.7) и (17.8) позволяют вычислить точное значение массы одного из ядер, участвующих в ц-распаде (исходного или конечного) по известным значениям масс другого ядра и и-частицы и по измеренному значению ее кинетической энергии.
Как указано в 8 17, п. 1, методы магнитного анализа позволяют измерять энергию и-частиц с точностью, лучшей чем +5 кэВ. Это дает для абсолютной погрешности в массе значение ЬМ<5.10 ' а. е. м. Очень удобны для рассмотрения и-распада энергетические диаграммы. Энергетическое состояние системы отмечается горизонтальной линией, высота расположения которой характеризует значение энергии в мегаэлектрон-вольтах.
Поскольку полная энергия ядра очень велика (примерно 931 А МэВ, где А — массовое число), а в процессе ц-распада освобождается лишь ничтожная ее часть (около 1О МэВ), то для удобства за нуль энергии принимается сумма энергий покоя ядра продукта н и-частицы: (М(А-4, 2 — 2)+М(а2НеЦс'. На рис.
81 изображена упрощенная схема ц-распада ядра ТЬС. Верхний уровень равен Е,=~а,~=б,203 МэВ и соответствует энергетическому состоянию ядра ТпС (ЯВ1) до а-распада. Нижний уровень энергии равен нулю и соответствует энергетическому состоянию системы, состоящей из дочернего ядра и п-частицы (с нулевыми кинетическими энергиями). При этом около нулевого уровня проставляется только индекс дочернего ядра ТЬСв('ЯТ!), а принадлежность к нему и-частицы отмечается стрелкой, идущей с верхнего уровня налево вниз.
На стрелке обычно указывается энергия испускаемой и-частицы [хотя ее можно вычислить по разности энергий уровней при помощи формулы (17.8)). Рисунок 81 изображает схему простейшего случая ц-распада, соответствующего энергетическому переходу между основными состояниями исходного и конечного ядер. В этом случае испускающиеся и-частицы имеют только одну строго определенную энергию (основная группа а-частиц). Однако на самом деле каждое из ядер (как исходное, так и конечное) имеет целую систему возбужденных состояний, характеризующихся определенными значениями энергии Е, момента количества движения 1, четности Р и изоспина Т.
И в принципе между ними также возможны а-переходы (если только они не запрещены законами сохранения). Если переход осуществляется в одно из возбужденных состояний конечного ядра или, наоборот, из возбужденного состояния исходного ядра, то энергия а-частиц будет соответственно меньше или больше В !7. и-Распад ТЛС Е Иэв 181 тЛС1пмг81) аэ ат гх> ае 0,б17 0,902 0,177 8827 0 Рис. 81 влчо 0 (мус) Рнс. 82 нормальной.
Первый случай отвечает возникновению топкой структуры сг-спектра, второй — паявлению длиннопробежных гг-частиц. На рис. 82 приведена энергетическая схема, иллюстрирующая возникновение тонкой структуры сг-спектра ядра ТЬС. Здесь наряду с основным энергетическим состоянием конечного ядра, имеющим (с учетом энергии покоя а-частицы) нулевое значение энергии, изображены пять возбужденных состояний с энергиями, равными соответственно 0,040; 0,327; 0,473; 0,492 и 0,617 МэВ. Если, например, а-распад сопровождается образованием конечного ядра в четвертом возбужденном состоянии, то выделяющаяся при этом кинетическая энергия Е„,=6,203-0,492=5,711 МэВ.
Прн этом в соответствии с формулой (17.8) на долю а-частицы приходится Т„= Е„*' = 5,711 — = 5,603 МэВ. М„208 ' М„+М„' 212 ь О методах регистрации т-квантов см. 8 19 и 30. чч На самом деле при испускании 7-кванта конечное вдро получает очень небольшую энергию отдачи Т„и10 'Е„вследствие чего энергив т-кванта Ег несколько меньше разности энергий соответствующих уровней. Это различие (несущественное длв рассматриваемого вопроса) подробно обсуидаетсв в 8!9, п.
4. Аналогично получаются энергии и других сг-частиц из спектра тонкой структуры (см. табл. 9). Правильность рассмотренной схемы возникновения тонкой структуры сг-спектров подтверждается опытами по регистрации у-излучения, сопровождающего сг-распад'. Оказалось, что энергия этих 7-квантов в точности совпадает с разностью энергий соответствующих состояний конечного ядра е*. Например, для у-квантов, сопровождающих а-распад ТЬС, зарегистрированы следующие значения энергии: 0,040; 0,287; 0,327; 0,433; 0,452 и 0,473 МэВ.
Легко видеть, что все онн могут быть получены в результате вычитания энергии одного уровня конечного 182 Глава Ш. Радиоактивные нревращения ядер ядра иа другого. Это означает, что у-кванты„сопровождающие и-распад, испускаются в результате перехода конечного ядра из какого-нибудь возбужденного состояния в основное или менее возбужденное. Некоторые линии тонкой структуры п-спектра отличаются очень слабой интенсивностью, например в спектре ТЬС и-частиц с энергией 5,622 МэВ только 0,15а4, а с энергией 5,481 МэВ 0,016;4. Естественно, что такие слабые линии очень трудно регистрировать на фоне большого количества основных и- частиц.
Поэтому для их регистрации используется специальный метод (и — у)-совпадений. Сущность метода совпадений (который очень широко используется в экспериментальной ядерной физике) применительно к рассматриваемой задаче заключается в следующем. Регистрация и-распада проводится двумя детекторами.
Один детектор измеряет со сравнительно невысокой точностью (около 95;4) энергию п-частиц, а другой — энергии) у-квантов. Импульсы от обоих детекторов формируются и поступают в специальную радиосхему, срабатывающую только при одновременном поступлении импульсов. Это означает, что при высокой разрешающей способности схемы по времени и при соответствующей настройке детекторов она будет регистрировать только те а-частицы, одновременно с которыми испускаются сопровождающие их у-кванты, т.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
