Савельев - Курс общей физики Том 3 - Оптика, Атомная физика, элементарные частицы (934757), страница 71
Текст из файла (страница 71)
Радиоактивность, наблюдающаяся у изотопов, существующих в природных условиях, называется е с т ее т в е н н о й. Радиоактивность изотопов, полученных посредством ядерных реакций, называется и с кусственной. Между искусственной и естественной радиоактивностью нет принципиального различия. Процесс радиоактивного превращения в обоих случаях подчиняется одинаковым законам. Закон радиоактивного превращения весьма прост. Для каждого радиоактивного ядра имеется определенная вероятность Х того, что оно испытает превращение в единицу времени. Следовательно, если радиоактивное вещество содержит Й атомов, то количество атомов ИЖ, которое претерпит превращение за время пг, будет равно (90,!) (знак минус взят для того, чтобы д)У можно было рассматривать как приращение числа нераспавшихся атомов Ф). Интегрирование выражения (90.1) дает: 1п )т' = — а1 + сопя!, откуда получается закон радиоактивного превращения: Ж=АГое "~, (90.2) Время, за которое распадается половина первоначального количества атомов, называется и е р и о д о м полураспада Т.
Величина Т определяется условием: 1 А! х! -ъг откуда 1п 2 0,693 Т= — = — ' х х (90Л) Период полураспада для известных в настоящее время радиоактивных веществ колеблется в пределах от 3 10 ' сек до 5.10м лет. Может случиться, что возникающие в результате радиоактивного превращения ядра в свою очередь окажутся радиоактивными и будут распадаться со ско; ростью, характеризуемой постоянной распада.Х'. Новые продукты распада могут также оказаться радиоактивными, и т. д.
В результате возникнет целый ряд радиоактивных. превращений. В природе существуют три радиоактивных ряда (или семейства), родоначальниками которых являются ()вз (ряд урана), ТЬмз (ряд тория) н ()зз' (ряд актиноурана). Конечными продуктами во всех трех случаях служат изотопы свинца — в первом случае РЬ~, во втором РЬвв и; наконец, в третьем РЬют. Естественная радиоактивность была 'открыта в 1996 г. французским ученым А.
Беккерелем. Большой вклад в изучение радиоактивных веществ внесли Пьер 15 и. В. Савельев, т. гп 449 где Уа — количество нераспавшихся атомов в начальный момент, Й вЂ” количество нераспавшихся атомов в момент времени Г, Х вЂ” характерная для радиоактивного вещества константа, называемая постоянной распада. Как мы видели, постоянная распада дает вероятность того, что атом радиоактивного вещества испытает превращение в единицу времени. Таким образом, число радиоактивных атомов убывает со временем по зкспоненцнальному закону. Заметим, что количество распавшихся за время г атомов определяется выражением: А!ю У =)Уз(1 — е м), Кюри и Мария Склодовская-Кюри.
Было обнаружено, что радиоактивное вещество является источником трех видов излучения. Одно из них под действием магнитного поля отклоняется в ту же сторону, в которую отклонялся бы поток положительно заряженных частиц; оно получило название а-л уч ей. Второе, названное (1-луча ми, отклоняется магнитным полем в противоположную сторону, т. е. так, как отклонялся бы поток отрицательно заряженных частиц. Наконец, третье излу-чение, никак не реагирующее на действие магнитного поля, было названо у-луча ми. Впоследствии выяснилось, что у-лучи представляют собой электромагнитное излучение весьма малой длины волны (от 10 з А до 1 А). Альфа-распад. Альфа-лучи представляют собой поток ядер гелия хНе'. Распад протекаег по следующей схеме: хХ вЂ” ~х аУ +гНе. (90.4) Буквой Х обозначен химический символ распадающегося (материнского) ядра, буквой 7 — химический символ образующегося (дочернего) ядра.
Альфа-распад обычно сопровождается возникновением у-лучей. Как видно из схемы, атомный номер дочернего вещества на 2 единицы, а массовое число на 4 единицы меньше, чем у исходного вещества. Примером может служить распад изотопа урана $Ум, протекающий с образованием 'тория; АУ~ -~ юТ1Р'+ зНе'. Скорости, с которыми а-частицы (т. е. ндра зНе~) вылетают из распавшегося ядра, очень велики ( 10з см/сек; кинетическая энергия порядка нескольких Мэв). Пролетая через вещество, м-частица постепенно теряет свою энергию, затрачивая ее на ионизацию молекул вещества, и, в конце концов, останавливается.
На образование одной пары ионов в воздухе тратится в среднем 35 эв. Таким образом, а-частица образует на своем пути примерно 1У пар ионов. Естественно, что чем больше плотность вещества, тем меньше пробег я-частиц до остановки. Так, в воздухе при нормальном давлении пробег составляет несколько сантиметров, в твердом веществе пробег достигает всего нескольких десятков микрон (я-частицы полностью задерживаются обычным листом бумаги). 4бо Кинетическая энергия а-частиц возникает За счет избытка энергии покоя материнского ядра иад суммарной энергией покоя дочернего ядра и а-частицы.
Эта избыточная энергия распределяется между сс-частицей и дочерним ядром в отношении, обратно пропорцио.нальном их массам '). Энергии (скорости) а-частиц, испускаемых данным радиоактивным веществом, оказывакпся строго определенными. В большинстве случаев радиоактивное вещество испускает несколько групп ""7/77/7"" / 1 у Ф / ° / ~ т ° 'еР//// ад Рис. 252. а-частиц близкой, но различной энергии. Это обусловлена тем, что дочернее ядро может возникать не только в нормальном, но и в возбужденных состояниях, На рис. 262 приведена схема, поясняющая возникновение различных групп сс-частиц (возникновение тонкой структуры а-спектра), испускаемых при распаде ядра мВ!мв (его называют горнем С).
В левой колонке показана схема энергетических уровней дочернего ядра нТ)пв (его называют горнем С"). Энергия основного состояния принята за нуль. Избыток энергии покоя материнского ядра над энергией покоя а-частицы и дочернего ядра ') При скоростях, с иоторыми вылетают и-чассицы (порядка 0,05 с], можно польвоватьея классическими выражениями для' импульса и кинетической внергин частицы. 13» 451 в нормальном состоянии составляет 6203 Мэв. Если дочернее ядро возникает в невозбужденном состоянии, вся эта энергия выделяется в виде кинетической энергии, причем на долю сс-частицы приходится Ез =6,203 —, =6,086 Мэв 208 (эта группа частиц обозначена на схеме через ае). Если же дочернее ядро возникает в пятом возбужденном состоянии, энергия которого на 0,617 Мза превышает энергию нормального состояния, то выделившаяся кинетическая энергия составит 6,203 — 0,617= 5,586 Мэв и на долю а-частицы достанется 5,481 Мэв (группа частиц оз).
Относительное количество частиц равно 27>о для ае, 70Ъ для сс, н всего лишь 0,0!7а для оо. Относительные количества аз, ссз и ссз также очень малы (порядка О,! — !о!>). Время жизни т возбужденных состояний для большинства ядер лежит в пределах от 10' до 10 ьт сея '). За время, равное в среднем т, дочернее ядро переходит в нормальное илн более низкое возбу>кденное состояние, испуская у-фотон. На рис. 252 показано возникновение у-фотонов шести различных энергий.
Энергия возбуждения дочернего ядра может быть выделена и другими способами. Возбужденное ядро может испустить какую-либо частицу: протон, нейтрон, электрк>н или сс-частицу. Наконец, образовавшееся в результате сс-распада возбужденное ядро может отдать избыток энергии непосредственно (без предварительного испускания у-кваита) одному из электронов >(-, 5- или даже М-слоя атома, в результате чего электрон вылетает из атома. Этот процесс носит название внутреннейй к о ивер си и. Образовавшееся в результате вылета электрона вакантное место будет заполняться электронами с вышележащих энергетических уровней.
Поэтому внутренняя конверсия всегда сопрово>кдается испусканием характеристических рентгеновских лучей. Подобно тому как фотон не существует в готовом виде в недрах атома и возникает лишь в момент излучения, сс-частица также возникает в момент радиоак- ') В векоторых случаях оно может оказаться очень большим (ло нескольких лет). Уровни с таким временем жизни называются изомериыми, а возбужденное ядро — нзомером. тинного распада ядра. Покидая ядро, сс-частице приходится преодолевать- потенциальный барьер, высота которого больше, чем полная энергия а-частицы, равная в среднем 6 Мэв (рне.
253). Внешняя„спадающая асимптотически к нулю сторона барьера обусловлена кулоновским отталкиванием а-частицы и дочернего ядра. Внутренняя сторона барьера обусловлена ядерными силами. Опыты по рассеянию а-частиц тяжелыми я-радиоактивными ядрами показали, что высота барьера заметно превышает анергию вылетающих при распаде Рис. 253. а-частиц. По классическим представлениям преодоление частицей потенциального барьера при указанных условиях невозможно, Однако согласно квантовой механике имеется отличная от нуля вероятность того, что частица просочится через барьер, как бы пройдя по туннелю, имевшем;уся в барьере. Это явление, называемое туннельным эффектом, было нами рассмотрено в 9 68.
Теория а-распада, основывающаяся на представлении о туннельном эффекте, приводит к результатам, хорошо согласующимся с данными опыта. Бета-распад. Существуют три разновидности р-распада. В Ьдном случае ядро, претерпевающее превращение, испускает электрон, в другом †позитр, в третьем случае, называемом К-захватом (или элентронным захватом), ядро поглощает один из электронов К-слоя атома (значительно реже происходит Ь- и М-захват, т. е. поглощение электрона из (.- или М-слоя).
Первый вид распада (6--распад) протеьает по схеме: хХ" -+ х~,у" +,е'+ т. (90.5) Чтобы подчеркнуть сохранение заряда н числа нуклонов в процессе р-распада, мы приписали 8-электрону зарядовое число Я = — 1 и массовое число А = О. Как видно из схемы (90.5)„ дочернее ядро имеет атомный номер на единицу болйший, чем у материнского ядра, массовые числа обоих ядер одинаковы. Наряду с электроном испускается также антинейтрино ч. Весь процесс протекает так, как если бы один нз нейтронов ядра гХ" превратился в протон, претерпев превращение по схеме (87.5).
Вообще процесс (87.5) представляет собой част- ный случай процесса аЛ' (90.5). Поэтому говорят, что свободный нейтрон р-радиоактнвен. Бета-распад может сопровождаться испусканием у-лучей. Причина I их возникновения та же, 4 что и в случае ирас- Е „ ~ пала, — дочернее ядро возникает не только в Рис. 254.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
