1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 38
Текст из файла (страница 38)
е. можно выбирать редкие явления на большом фоне. Таким способом удается регистрировать линии, интенсивность которых в 10' раз меньше интенсивности основной линии спектра. Тонкая структура а-спектров встречается довольно часто. Наибольшее число линий тонкой структуры наблюдается у п-спектров, соответствующих переходам на возбужденные уровни несферических ядер. Это объясняется тем, что у таких ядер имеются уровни с небольшой энергией возбуждения, связанные с вращением ядра. А переходы именно на такие уровни (расположенные вблизи от основного состояния ядра) и порождают а-частицы с близкими энергиями, которые в соответствии с законом Гейгера — Нетолла должны испускаться со сравнимыми вероятностями.
Изучение тонкой структуры а-спектров представляет интерес в связи с тем, что оно позволяет построить схему энергетических уровней конечного ядра, образующегося при а- распаде. По аналогичной причине очень важно рассмотреть энергетическую схему 'образования длнннопробежных п-частиц, изучение которых дает введения о структуре уровней исходных ядер. Как уже говорилось, нх испусканию соответствует переход з 1Х и-Распад 183 из возбужденного состояния ТПС!Зегз з81) исходного ядра в основное состояние конечного. Рг Р На рис.
83 изображена схе- А, ма испускания длиннопробеж- Рч ных а-частиц ядром гйтеб ТЬС'(звзезро). Это ядро образу- зб,бгг ется в результате )3-распада гз 1з та с'Яре) ядра ТЬС(~в~зВ!), причем в зависимости от характера р-перехода оно может образовать- аз ся либо в основном, либо в возбужденном состоянии (ср. сходную ситуацию при возн- ео никновении тонкой структуры гк-спектров).
сг-Частицы, испу- тнв( ,рь) скаемые с возбужденных состояний Ядра ТЬС', и ЯВЛЯ- ются длинно пробежными. В табл. 12 приведены энергии сг-частиц, энергии, освобождающиеся при р-распадах ', процентное содержание а- и В-частиц и энергия у-квантов, сопровождающих п-распад. Для простоты в табл. 12 приведены величины, относящиеся к испусканию только одной группы длиннопробежных частиц— имеющих энергию Т„=9,492 МэВ. Из таблицы видно, что изображенная на рис.
83 схема уровней ядра ТЬС' подтверждается взаимным сопоставлением энергии, освобождающейся при сг-, р- и у-переходах ядер. На первый взгляд кажется непонятной чрезвычайно низкая интенсивность (10 з%) длиннопробежных гк-частиц. Она совершенно, не согласуется с относительно высокой долей (1 — 10%) р-переходов на соответствующие возбужденные состояния ядра ТЬС'.
Таблица 12 е Ниже в $ 18 показано, что освобождаюшавсл при р-переходе энергии ие совпадает с кинетической энергией !1-частицы, а равна се максимальному значению. 184 Глава Н1. Радиоактивные вревращения ядер Дело в том, что снятие возбуждения в ядре,ТЬС' происходит двумя путями — либо испусканием длиннопробежной а-частицы, либо излучением у-квантов, причем вероятность второго процесса значительно больше первого, так что соответствующие им постоянные распада находятся в соотношении Х, «Хт. Тогда согласно уравнению (1б.З) радиоактивное превращение ядер ТЬС' будет описываться формулой с//Ч= — (Хт+Х, )Уй, (! 7.9) где Ф вЂ” количество радиоактивных ядер в момент 0 а ИУ— уменьшение их количества за время й в результате обоих радиоактивных процессов.
Но количество распавшихся за время й радиоактивных ядер ЫФ равно суммарному числу вылетевших за это же время 7-квантов и длиннопробежных и-частиц: г//'/я+й" » (17.10) причем Отсюда Ийт/ЫУ„= Хе/Х.. (17.11) Три из четырех входящих в это соотношение величин (Ийт, с/Ж„и Х„) можно определить экспериментально. Это позволяет вычислить Хт и л.тХт+)с„и, следовательно, определить время жизни ядра в возбужденном состоянии: т = 1/Х. Измерение Нйт и ИФ, для уровня 9,675 МэВ (Т„=9,492 МэВ) дало ИФт/ЫФ„=4000, а оценка' Х, =1Ов с '. Отсюда Х =1О'з с з~Х, и Х=А, +Хтж3.т, а т=1/Хж1/)с =1О 'з с Полезно еще раз подчеркйуть, что в рассматриваемом примере время жизни возбужденного состояния ядра определяется обоими способами его распада. Поэтому «парциальные времена жизни» т„= 1/7„ и т, = 1/Х„, строго говоря, не имеют прямого физического смысла.
Значение т, = 1/Х„имело бы физический смысл времени жизни относительно сг -распада, если бы можно было «выключить» 7-излучение. Так как это невозможно, то в Оценка к. для длиннопробежных и-частиц проводится при помощи закона Гейгера — Нетепла 1як=А18Я,+В, в котором А и  — константы для данного радиеактивного семейства, а ߄— легко измеряемый пробег длиннопробежной и-частицы. З 7Х а-Расиад 185 истинное время жизни ядра т~т, . Тем не менее понятие парциального времени жизни (парцйального периода полураспада) часто встречается в литературе при рассмотрении параллельных каналов распада. В подобных случаях надо всегда иметь в виду, что оно носит условный характер (позволяет сравнивать относительные вероятности Х, разных способов распада, например а-распада и спонтанного деления трансурановых элементов, см.
8 58). В принципе условия для возможности испускания длиннопробежных и-частиц возникают у многих ядер, образующихся в результате р-переходов в возбужденные состояния. Однако обычно вероятность испускания у-кванта настолько велика по сравнению с вероятностью испускания и-частицы из возбужденного состояния (Х,л»Х, ), что обнаружить длиннопробежные и-частицы не удается. Только для ядер ТЬС (~а~дРо) и ВаС (~8~4Ро) постоянная Х„всего на несколько порядков больше Х,, благодаря чему длиннопробежные и-частицы этих ядер и были обнаружены.
Сравнительно большая вероятность испускания этими ядрами длиннопробежнь1х и-частиц указывает (в соответствии с законом Гейгера — Нетолла) на относительно высокую кинетическую энергию этих частиц, т. е. на большую, чем обычно, разность энергетических состояний исходного и конечного ядер. Конечными ядрами в обоих случаях являются ядра свинца с У=82, что еще раз указывает на особую устойчивость ядер, содержащих 82 протона, по сравнению с соседними по заряду ядрами-изобарами.
Некоторые из перечисленных выше закономерностей и- распада можно объяснить с помощью капельной модели ядра. Напомним, что согласно формулам (3.9) и (3.15) 8,=ЛИ'(А, У) — ЛИ'(А — 4, У вЂ” 2) — ЛИ'(~~Не)= — Е„.. (17.!2) Здесь каждый из членов определяется по полуэмпирической формуле (10.10), и, следовательно, 8, и Е, выражаются через А и У исходного ядра. Анализ этого выражения показывает, что Е, становится положительной при Х)73, причем Е, и Т„ связанная с ней формулой (17.8), растут с увеличением У. Отсюда видно, что одна из закономерностей и-распада, согласно которой п-радиоактивность, как правило, проявляется только у последних .элементов периодической системы и кинетическая энергия и-частиц растет с увеличением У, легко объясняется при помощи капельной модели ядра.
Разумеется, выводы из капельной модели (как и всякой другой грубой модели ядра) не могут претендовать на большую точность. В частности, из существования и-радиоактивных 786 Гяави Ш. Радиоактивные нревращения ядер 00 ШО 120 140 700 100 200 220 240 Я Рис. 84 ядер среди редкоземельных элементов (Уэбб) следует, что капельная модель дает завы- 4 щенное значение теоретической границы а-распада.
Более точно границу 07-рас- О нада можно установить вычис- -2 лением энергии 07-распада по формуле (17.7), используя точные значения масс. Расчет, сделанный для наиболее 13- устойчивых изобар, показывает, что Е,)0 для всех тяжелых ядер, начиная с редкоземельных элементов, причем кривая изменения Е„ с массовым числом А имеет два максимума: при А ж 145 и А ав 212 (рис.
84). Первый из них соответствует дочерним ядрам, содержащим 82 нейтрона (%=82), а второй — 82 протона (У=82). В обоих случаях соответствующие ядра отличаются особой устойчивостью (особенно малой массой), вследствие чего а-переход на них сопровождается освобождением большой энергии. Как уже упоминалось, число 82 является одним из магических чисел, происхождение и значение которых не могут быть поняты в рамках капельной модели ядра и требуют для своего объяснения другой модели — модели ядерных оболочек (см. гл. П).
Особенности кривой, изображенной на рис. 84, объясняют существование практической границы а-распада тяжелых ядер при У=82, наличие а-радиоактивности среди ядер редкоземельных элементов, наличие длиннопробежных 7х-частиц у двух изотопов Ро и существование нижней границы для возможных значений кинетической энергии а-частиц. Все эти особенности и-распада обусловлены тем, что в соответствии с законом Гейгера — Нетолла а-распад можно экспериментально обнаружить только в том случае, когда энергия 7х-распада достаточно велика. Другая экспериментальная закономерность — уменьшение энергии и-частиц различных изотопов одного и того же элемента с ростом массового числа — также объясняется при помощи капельной и оболочечной моделей ядра.
Оказывается, что если с помощью формул (17.8), (10.10) и (17.12) вычислить производную (дТ,7дА), то для А и У, соответствующих 07-радиоактивным ядрам, получается (дТ„7'дА),<0, и, следовательно, кинетическая энергия 07-частиц разных изотопов одного и того же элемента убывает с ростом А. Отступление от этой закономерности в области 209<А <215 у 17. а-Распад 187 опять-таки нельзя понять с точки зрения капельной модели ядра. Это отступление проявляется в районе таких ядер, которые содержат 126 нейтронов, а число 126, так же как и число 82, обладает особыми свойствами в модели ядерных оболочек. 3.
МЕХАНИЗМ и-РАСПАДА. ТУННЕЛЬНЫЙ ПЕРЕХОД Энергетическое рассмотрение и-распада позволило объяснить целый ряд экспериментальных закономерностей этого процесса. Непонятной осталась только природа закона Гейгера — Нетолла, который никак не следует из энергетической схемы п-распада. Согласно энергетической схеме и-распад становится возможным в том случае, когда оп < О, т. е. когда энергия исходного ядра больше суммы энергий ядра-продукта и пчастицы. Но если это так, то почему а-распад не происходит мгновенно (т. е.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
