1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 42
Текст из файла (страница 42)
='(Мев(А, У)-Мт(А, У вЂ” 1) — 2тв1сг (18 6) Для р'-распада ядра ",С она составляет Еам) МэВ. Третий вид р-радиоактивности — электронный захват (езахват) — заключается в захвате ядром электрона из электронной оболочки собственного атома. Природа е-захвата была раскрыта при изучении сопровождающего его рентгеновского излучения. Оказалось, что оно соответствует переходу электронов на освободившееся место в электронной оболочке образующегося после е-захвата атома (А, с-1). е-Захват имеет существенное значение для тяжелых ядер, у которых К-оболочка расположена близко к ядру.
Наряду с захватом электрона из К-оболочки (К-захват) наблюдается также захват электрона из Ь-оболочки (Ь-захват), из М-оболочки (М-захват) и т. д. Кроме характеристического рентгеновского излучения е-захват сопровождается испусканием электронов Оже. Своеобразный характер процесса е-захвата (не непускание, а захват электрона ядром) приводит к тому, что в случае е-захвата постоянная радиоактивного распада Х несколько зависит от внешних условий.
Это связано с тем, что вероятность е-захвата пропорциональна плотности электронов в ядре (т. е. величине ~ф,~' в центре ядра), которая зависит от химической связи. Примером легкого К-радиоактивного ядра является ядро 47Ве, захватывающее К-электрон и превращающееся в ядро з7Ь!: 4Ве -+зЬЬ 7 К 7 53,6 дия (18.7) Схема е-захвата 4Ве изображена на рис. 99,в.
Энергетическое условие возможности К-захвата записывается следующим образом: М(А, У)<М(А, 2+1)+т„ у 1В. Ъ-Расиад 205 а после прибавления к левой и правой частям по У масс электронов М„(А, 2)<М„(А, У+1). (1 8.8) Энергия, выделяющаяся при К-захвате, Ек =) М„(А, У+1)-М„(А, УД с~. (18.9) Для рассмотренного примера Е„=0,864 МэВ.
Сопоставляя между собой неравенства (18.2), (18.5) и (18.8), можно прийти к следующим выводам: 1. Так как в случае М„(А, 2)>М„(А, У+1) ядро (А, 2) является р -радиоактивным, а в случае М„(А, 2)<М„(А, У+1)— К-радиоактивным, то, вообще говоря, йе должно существовать двух соседних по заряду стабильных изобаров. Исключения возможны только тогда, когда соответствующие переходы запрещены из-за большого различия в моментах обоих ядер (см. $ 18, п. 7). 2. При выполнении неравенства (18.5) автоматически выполняется и неравенство (18.8), поэтому переходы между соответствующими ядрами возможны как посредством р'-распада, так и с помощью К-захвата. Примером может служить ядро ДМп, которое переходит в ядро ЦОг в 35'/о случаев в результате р'-распада н в 65'/о случаев из-за К-захвата.
3. Для некоторых ядер (А, 2) может одновременно выполняться как условие (18.5) по отношению к изобару (А, У вЂ” 1), так и условие (18.2) по отношению к изобару (А, У+1). В этом случае ядро (А, 2) будет одновременно испытывать все три вида р-превращений. Примером является ядро ~~$Сп, которое в 40% случаев испускает электрон, в 40'/о случаев испытывает электронный захват и в 20% случаев испускает пезитрон.
4. При указанном в предыдущем случае соотношении масс изобаров (А, У-1), (А, Л) и (А, 2+1), когда энергетически запрещен последовательный р-переход вида а Р (А, 2-1)-~(А, 2) (А„У+1), следует иметь в виду принципи- альную возможность процесса двойного р-распада (если М„(А, У вЂ” 1)>М„(А, У+1)), при котором ядро (А, У вЂ” 1) превращается непосредственно в ядро (А, У+1) за счет одновременного испускания двух электронов. Эта возможность обсуждена 8 103. 5. При р (р+)-распаде ядра с большим избытком (недостатком) нейтронов конечное ядро может образоваться в возбужденном состоянии с энергией возбуждения И~, превышающей Г.юво П1.
Радиооктивиие преврацепип одер 1Вре пр Рис. !00 Рис. !О! энергию отделения нейтрона (протона) с„. В таком случае конечное ядро будет испускать запаздывающий (на время р-распада) нейтрон (протон). На рис. 100 изображена схема испускания запаздываюших протонов возбужденным ядром '~срв, образующимся в 6'- распаде 1107Хе: о' (оп)Ке — '"рв р 'в0+Р, (!8!О) Т0,=0,1 с Т,п — — 0,1 с На рис.
101 показана аналогичная схема испускания запаздывающих нейтронов возбужденным ядром '~~0 в, образуюшимся при р -распаде ",Х: '7Х вЂ” "в0в - гв0+т (18.11) 7 Ти,=4,1 с Т„,=4,! с Полезно отметить, что в обоих случаях конечным ядром является дважды магическое ядро '80", для которого характерна относительная малость энергии присоединения с„ девятого нуклона. Это обстоятельство облегчает выполнение неравенства И~> сп. Подробнее о запаздывающих протонах и нейтронах см. р 20. 6. Сравнение между собой энергий В-распада Ер и периодов полураспада Тпэ(В) показывает, что очень грубо В-радиоактивные ядра можно разделить на несколько групп с приблизительно одинаковыми значениями величин: 1ЯР(Ер)т ~ сопя!, (! 8.12) где Г(Ер)-(! +Ер~т,с')' пРи Евэит,с2, а т= Тп7((3)/!п2 !03.
Константа 18(Рт) равна 3 — 5 для ядер, у которых в процессе -перехода четность состояния остается неизменной Р„(Р„=+!), а спин изменяешься не больше чем на единицу Л1=0, +1); она приблизительно равна 9 для ядер с Л1=+2 и Р„(Р„= +!. Для ядер с Ы= + 3 и Р„(Р„= + 1 18(Рт)-!4 У 2В. В-Раслад 207 О Из таблицы видно, что, несмотря на самгтю низкую энергию, ~,-переход, с<ответствующий Я=О, в 1О ' раз более вероятен, чем ра-переход с наибольшей Еа. 2. ХАРАКТЕР р-СПЕКТРА И ГИПОТЕЗА НЕЙТРИНО Исследование энергетического распределения электронов р-распада проводится прн помощи магнитных р-спектрометров, устройство которых аналогично устройству масс-спектрометра.
На рис. !03 показана схема одного из первых р-спектрометров, использованного А. И. Алихановым и др. для измерения энергетического спектра позитронов, испускаемых ВаС и Тп(С+С"). В этом приборе позитроны (нли электроны), испускаемые источником И, проходят через отверстие в подвижной диафрагме Д, фокусируются однорддным магнитным полем (перпендикулярным плоскости чертежа) и регистрируются двумя счетчиками С, и Са, включенными в схему совпадений. Зубчатая форма канала способствует поглощению рассеянных электронов. Измерения (3-спектров, выполненные на подобных приборах, показали, что в процессе 13-распада испускаются электроны всех энергий от нуля до энергии (Т,)„„„приблизительно равной (в случае р -распада) разности энергетических состояний исходного и конечного атомов: и т.
п. Таким обРазом, пРи один- маВ лая аковой энергии р-распада вероятность р-распада очень сильно зависит от а разности спинов исходного и конечного ядер. р-Переходы между ядрами с !М~>1 и (или) Р,(Р,= — 1 оказыва- 0ВВ Ва ются запрещенными. Аналогичный запрет возникает О и для р-переходов между разными г"МО уровнями одного и того же ядра, если они сильно различаются по значениям спинов (или различны по четности). На рис. 102 изображена схема р-переходов а4Ха-+а Мй, параметры которых приведены в табл. 14. Таблица ы Глава Ш.
Раднаакепивные превращения ядер 208 1У+РЬ Рис. 103 "е Рис. 104 (Тд)„дмЕ0- =~Мне(А, У)-Мдд(А, У+1Ц с~. (18.13) Соотношение (18.13) позволяет определять массу одного нз атомов по массе другого и значению (Т,)„„которое может быть измерено методом магнитного анализа с точностью не хуже 5 кэВ. С такой же точностью определяется и масса атома. Средняя энергия электронов, испускаемых тяжелыми ядрами, обычно составляет около 1/3 максимальной энергии — 1 Т,и-(Т,'), и для естественных радиоактивных элементов 3 заключена в пределах Т,=0,25-:0,45 МэВ. б-Спектры легких ядер более симметричны. Для них Т, (1/2)(Т,)„„,.
Типичный р-спектр изображен на рис. 104. Интерпретация непрерывного характера энергетического спектра электронов (3-распада в свое время вызвала очень большие трудности. Казалось, что подобно п-распаду, при котором испускающиеся а-частицы имеют вполне определенную энергию, р-распад также должен приводить к испусканию моно- хроматических электронов, энергия которых согласно соотношению (18.1) будет определяться энергетическими состояниями исходного и конечного ядер: Те+ Т.д=Ер- =Е,— Е2 — енес', (18.14) у 18.
В-Распад где Т„кТ,. Однако подобное предположение не согласуется с непрерывным характером экспериментального спектра электронов р-распада. Для объяснения несовпадения энергии электронов с энергией, освобождающейся при р-распаде, были выдвинуты различные гипотезы. Согласно одной из нж в процессе р-распада испускаются монохроматические электроны с энергией Ер, но часть своей энергии электроны теряют в результате взаимодействия с электронными оболочками собственного и соседних атомов (например, в мишени, в стенках счетчика и т. п.). Для проверки этой гипотезы Эллис и Вустер в 1927 г. поставили калориметрический опыт по определению полной энергии электронов (1-распада.
В толстостенный медный калориметр помещался завернутый в непбпозрачный для электронов слой свинца р-препарате КаЕ(зазВ1). Вся энергия электронов р-распада выделялась в свинцовой оболочке препарата и могла быть измерена. В случае правильности сделанного предположения она должна быть равна максимальной энергии р-спектра КаЕ (1,2 МэВ). Однако измерения показали, что выделяющаяся энергия близка к средней энергии р-спектра КаЕ: Т„„ж0,33 МэВ. Согласно другой гипотезе в процессе р-распада не выполняется закон сохранения энергии.
Эта гипотеза в свое время широко обсуждалась, но была признана неправдоподобной. Правильное объяснение непрерывного спектра электронов р-распада заключается в том, что р-распад происходит не по схеме (А, У)-+(А„У~1)+к~, а с участием третьей частицы— нейтрино и, которая уносит энергию Ер- Т„так что суммарная энергия электрона и нейтрино равна энергии р-распада Ев. Эта гипотеза, высказанная впервые в 1931 г.
Паули, в настоящее время общепринята и экспериментально доказана. Легко предсказать свойства нейтрино. В соответствии с законом сохранения электрического заряда и с тем, что нейтрино не ионизует атомов среды, через которую оно пролетает, заряд нейтрино должен быть равен нулю. Масса нейтрино тоже должна быть равна нулю (или, во всяком случае, много меньше массы'электрона; см. и. б этого параграфа).
Из отсутствия ионизации следует также равенство нулю или чрезвычайная малость магнитного момента нейтрино*е. ' Выбор препарата объясняется тем, что б-распад йаЕ практически не сопровоидается у-нзлученнем. "е По наиболее точным оценкам р„<1,5. 1О 'е лтв.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
