Бета-распад на связанное состояние атома. Что такое альфа-распад и бета-распад? Бета-распад, альфа-распад: формулы и реакции Что происходит во время реакции

Согласно современным химическим представлениям, элемент – это вид атомов с одним и тем же зарядом ядра, который отражен в порядковом номере элемента в таблице Д.И. Менделеева. Изотопы могут отличаться количеством нейтронов и, соответственно, атомной массой, но поскольку число положительно заряженных частиц - протонов - одинаково, важно понимать, что речь идет об одном и том же элементе.

Протон имеет массу 1,0073 а.е.м. (атомные единицы массы) и заряд +1. За единицу электрического заряда принят заряд электрона. Масса электронейтрального нейтрона – 1,0087 а.е.м. Чтобы обозначить изотоп, необходимо указать его атомную массу, которая складывается из всех протонов и нейтронов, и заряд ядра (число протонов или, что то же самое, порядковый номер). Атомную массу, называемую также нуклонным числом или нуклоном, записывают обычно слева сверху от символа элемента, а порядковый номер – слева снизу.

Аналогичная форма записи используется и для элементарных частиц. Так, β-лучам, представляющим собой электроны и имеющим пренебрежительно малую массу, приписывают заряд -1 (снизу) и массовое число 0 (сверху). α-частицы – это положительные двухзарядные ионы гелия, поэтому их обозначают символом «He» с зарядом ядра 2 и массовым числом 4. Относительные массы протона p n приняты за 1, а их заряды, соответственно, равны 1 и 0.

Изотопы элементов обычно не имеют отдельных названий. Исключение составляет лишь водород: его изотоп с массовым числом 1 – это протий, 2 – дейтерий, 3 – тритий. Введение специальных наименований вызвано тем, что изотопы водорода максимально отличаются друг от друга по массе.

Изотопы: стабильные и радиоактивные

Изотопы стабильными и радиоактивными. Первые не подвергаются распаду, поэтому сохраняются в природе в первозданном виде. Примеры стабильных изотопов – кислород с атомной массой 16, углерод с атомной массой 12, фтор с атомной массой 19. Большинство природных элементов – это смесь нескольких стабильных изотопов.

Виды радиоактивного распада

Радиоактивные изотопы, естественные и искусственные, самопроизвольно распадаются с испусканием α- или β-частиц до образования стабильного изотопа.

Говорят о трех видах самопроизвольных ядерных превращений: α-распаде, β-распаде и γ-распаде. При α-распаде ядро испускает α-частицу, состоящую из двух протонов и двух нейтронов, в результате чего массовое число изотопа уменьшается на 4, а заряд ядра – на 2. Так, например, радий распадается на радон и ион гелия:

Ra(226, 88)→Rn(222, 86)+He(4, 2).

В случае β-распада нейтрон в неустойчивом ядре превращается в протон, и ядро испускает β-частицу и антинейтрино. Массовое число изотопа при этом не изменяется, но заряд ядра возрастает на 1.

При γ-распаде возбужденное ядро испускает γ-излучение с малой длиной волны. Энергия ядра при этом уменьшается, но заряд ядра и массовое число остаются неизменными.

Альфа и бета-излучения в общем случае называются радиоактивными распадами. Это процесс, представляющий собой испускание из ядра, происходящий с огромной скоростью. В результате атом или его изотоп может превратиться из одного химического элемента в другой. Альфа и бета-распады ядер характерны для нестабильных элементов. К ним относятся все атомы с зарядовым числом больше 83 и массовым числом, превышающим 209.

Условия возникновения реакции

Распад, подобно другим радиоактивным превращениям, бывает естественным и искусственным. Последний происходит из-за попадания в ядро какой-либо посторонней частицы. Сколько альфа и бета-распада способен претерпеть атом - зависит лишь от того, как скоро будет достигнуто стабильное состояние.

При естественных обстоятельствах встречается альфа и бета-минус распады.

При искусственных условиях присутствует нейтронный, позитронный, протонный и другие, более редкие разновидности распадов и превращений ядер.

Данные названия дал занимавшийся изучением радиоактивного излучения.

Различие между стабильным и нестабильным ядром

Способность к распаду напрямую зависит от состояния атома. Так называемое "стабильное" или нерадиоактивное ядро свойственно нераспадающимся атомам. В теории наблюдение за такими элементами можно вести до бесконечности, чтобы окончательно убедиться в их стабильности. Требуется это для того, чтобы отделить такие ядра от нестабильных, которые имеют крайне долгий период полураспада.

По ошибке такой "замедленный" атом можно принять за стабильный. Однако ярким примером может стать теллур, а конкретнее, его изотоп с номером 128, имеющий в 2,2·10 24 лет. Этот случай не единичный. Лантан-138 подвержен полураспаду, срок которого составляет 10 11 лет. Этот срок в тридцать раз превышает возраст существующей вселенной.

Суть радиоактивного распада

Данный процесс происходит произвольно. Каждый распадающийся радионуклид приобретает скорость, являющуюся константой для каждого случая. Скорость распада не может измениться под влиянием внешних факторов. Неважно, будет происходить реакция под воздействием огромной гравитационной силы, при абсолютном нуле, в электрическом и магнитном поле, во время какой-либо химической реакции и прочее. Повлиять на процесс можно только прямым воздействием на внутренность атомного ядра, что практически невозможно. Реакция спонтанная и зависит лишь от атома, в котором протекает, и его внутреннего состояния.

При упоминании радиоактивных распадов часто встречается термин "радионуклид". Тем, кто не знаком с ним, следует знать, что данное слово обозначает группу атомов, которые имеют радиоактивные свойства, собственное массовое число, атомный номер и энергетический статус.

Различные радионуклиды применяются в технических, научных и прочих сферах жизнедеятельности человека. К примеру, в медицине данные элементы используются при диагностировании заболеваний, обработке лекарств, инструментов и прочих предметов. Имеется даже ряд лечебных и прогностических радиопрепаратов.

Не менее важным является и определение изотопа. Этим словом называют особую разновидность атомов. Они имеют одинаковый атомный номер, как у обычного элемента, однако отличное массовое число. Вызвано это различие количеством нейтронов, которые не влияют на заряд, как протоны и электроны, но меняют массу. К примеру, у простого водорода их имеется целых 3. Это единственный элемент, изотопам которого были присвоены названия: дейтерий, тритий (единственный радиоактивный) и протий. В остальных случаях имена даются в соответствии с атомными массами и основным элементом.

Альфа-распад

Это вид радиоактивной реакции. Характерен для естественных элементов из шестого и седьмого периода таблицы химических элементов Менделеева. В особенности для искусственных или трансурановых элементов.

Элементы, подверженные альфа-распаду

В число металлов, для которых характерен данный распад, относят торий, уран и прочие элементы шестого и седьмого периода из периодической таблицы химических элементов, считая от висмута. Также процессу подвергаются изотопы из числа тяжелых элементов.

Что происходит во время реакции?

При альфа-распаде начинается испускание из ядра частиц, состоящих из 2 протонов и пары нейтронов. Сама выделяемая частица является ядром атома гелия, с массой 4 единицы и зарядом +2.

В итоге появляется новый элемент, который расположен на две клетки левее исходного в периодической таблице. Такое расположение определяется тем, что исходный атом потерял 2 протона и вместе с этим - начальный заряд. В итоге масса возникшего изотопа на 4 массовые единицы уменьшается по сравнению с первоначальным состоянием.

Примеры

Во время такого распада из урана образуется торий. Из тория появляется радий, из него - радон, который в итоге дает полоний, и в конце - свинец. При этом в процессе возникают изотопы этих элементов, а не они сами. Так, получается уран-238, торий-234, радий-230, радон-236 и далее, вплоть до возникновения стабильного элемента. Формула такой реакции выглядит следующим образом:

Th-234 -> Ra-230 -> Rn-226 -> Po-222 -> Pb-218

Скорость выделенной альфа-частицы в момент испускания составляет от 12 до 20 тыс. км/сек. Находясь в вакууме, такая частица обогнула бы земной шар за 2 секунды, двигаясь по экватору.

Бета-распад

Отличие этой частицы от электрона - в месте появления. Распад бета возникает в ядре атома, а не электронной оболочке, окружающей его. Чаще всего встречается из всех существующих радиоактивных превращений. Его можно наблюдать практически у всех существующих в настоящее время химических элементов. Из этого следует, что у каждого элемента имеется хотя бы один подверженный распаду изотоп. В большинстве случаев в результате бета-распадапроисходит бета-минус разложение.

Протекание реакции

При данном процессе происходит выбрасывание из ядра электрона, возникшего из-за самопроизвольного превращения нейтрона в электрон и протон. При этом протоны за счет большей массы остаются в ядре, а электрон, называемый бета-минус частицей, покидает атом. И поскольку протонов стало больше на единицу, ядро самого элемента меняется в большую сторону и располагается справа от исходного в периодической таблице.

Примеры

Распад бета с калием-40 превращает его в изотоп кальция, который расположен справа. Радиоактивный кальций-47 становится скандием-47, который может превратиться в стабильный титан-47. Как выглядит такой бета-распад? Формула:

Ca-47 -> Sc-47 -> Ti-47

Скорость вылета бета-частицы составляет 0,9 от скорости света, равной 270 тыс. км/сек.

В природе бета-активных нуклидов не слишком много. Значимых из них довольно мало. Примером может послужить калий-40, которого в естественной смеси содержится лишь 119/10000. Также естественными бета-минус-активными радионуклидами из числа значимых являются продукты альфа и бета-распад урана и тория.

Распад бета имеет типичный пример: торий-234, который при альфа-распаде превращается в протактиний-234, а затем таким же образом становится ураном, но другим его изотопом под номером 234. Этот уран-234 вновь из-за альфа-распада становится торием, но уже иной его разновидностью. Затем этот торий-230 становится радием-226, который превращается в радон. И в той же последовательности, вплоть до таллия, лишь с различными бета-переходами назад. Заканчивается этот радиоактивный бета-распад возникновением стабильного свинца-206. Это превращение имеет следующую формулу:

Th-234 -> Pa-234 -> U-234 -> Th-230 -> Ra-226 -> Rn-222 -> At-218 -> Po-214 -> Bi-210 -> Pb-206

Естественными и значимыми бета-активными радионуклидами являются К-40 и элементы от таллия до урана.

Распад бета-плюс

Также существует бета-плюс превращение. Оно также называется позитронный бета-распад. В нем происходит испускание из ядра частицы под названием позитрон. Результатом становится превращение исходного элемента в стоящий слева, который имеет меньший номер.

Пример

Когда происходит электронный бета-распад, магний-23 становится стабильным изотопом натрия. Радиоактивный европий-150 становится самарием-150.

Возникшая реакция бета-распада может создать бета+ и бета- испускания. Скорость вылета частиц в обоих случаях равна 0,9 от скорости света.

Другие радиоактивные распады

Не считая таких реакций, как альфа-распад и бета-распад, формула которых широко известна, существуют и другие, более редкие и характерные для искусственных радионуклидов процессы.

Нейтронный распад . Происходит испускание нейтральной частицы 1 единицы массы. Во время него один изотоп превращается в другой с меньшим массовым числом. Примером может стать превращение лития-9 в литий-8, гелия-5 в гелий-4.

При облучении гамма-квантами стабильного изотопа йода-127 он становится изотопом с номером 126 и приобретает радиоактивность.

Протонный распад . Встречается крайне редко. Во время него происходит испускание протона, имеющего заряд +1 и 1 единицу массы. Атомный вес становится меньше на одно значение.

Любое радиоактивное превращение, в частности, радиоактивные распады, сопровождаются выделением энергии в форме гамма-излучения. Его называют гамма-квантами. В некоторых случаях наблюдается рентгеновское излучение, имеющее меньшую энергию.

Представляет собой поток гамма-квантов. Является электромагнитным излучением, более жестким, чем рентгеновское, которое применяется в медицине. В результате появляются гамма-кванты, или потоки энергии из атомного ядра. Рентгеновское излучение также является электромагнитным, но возникает из электронных оболочек атома.

Пробег альфа-частиц

Альфа-частицы с массой от 4 атомных единиц и зарядом +2 движутся прямолинейно. Из-за этого можно говорить о пробеге альфа-частиц.

Значение пробега зависит от изначальной энергии и колеблется от 3 до 7 (иногда 13) см в воздухе. В плотной среде составляет сотую долю от миллиметра. Подобное излучение не может пробить лист бумаги и человеческую кожу.

Из-за собственной массы и зарядового числа альфа-частица имеет наибольшую ионизирующую способность и разрушает все на пути. В связи с этим альфа-радионуклиды наиболее опасны для людей и животных при воздействии на организм.

Проникающая способность бета-частиц

В связи с малым массовым числом, которое в 1836 раз меньше протона, отрицательным зарядом и размером, бета-излучение оказывает слабое действие на вещество, через которое пролетает, но притом полет дольше. Также путь частицы не прямолинейный. В связи с этим говорят о проникающейся способности, которая зависит от полученной энергии.

Проникающие способности у бета-частиц, возникших во время радиоактивного распада, в воздухе достигают 2,3 м, в жидкостях подсчет ведется в сантиметрах, а в твердых телах - в долях от сантиметра. Ткани организма человека пропускают излучение на 1,2 см в глубину. Для защиты от бета-излучения может послужить простой слой воды до 10 см. Поток частиц с достаточно большой энергией распада в 10 Мэв почти весь поглощается такими слоями: воздух - 4 м; алюминий - 2,2 см; железо - 7,55 мм; свинец - 5,2 мм.

Учитывая малые размеры, частицы бета-излучения имеют малую ионизирующую способность по сравнении с альфа-частицами. Однако при попадании внутрь они намного опаснее, чем во время внешнего облучения.

Наибольшие проникающие показатели среди всех видов излучений в настоящее время имеет нейтронное и гамма. Пробег этих излучений в воздухе иногда достигает десятков и сотен метров, но с меньшими ионизирующими показателями.

Большинство изотопов гамма-квантов по энергии не превышают показателей в 1,3 МэВ. Изредка достигаются значения в 6,7 МэВ. В связи с этим для защиты от такого излучения используются слои из стали, бетона и свинца для кратности ослабления.

К примеру, чтобы десятикратно ослабить гамма-излучения кобальта, необходима свинцовая защита толщиной около 5 см, для 100-кратного ослабления потребуется 9,5 см. Бетонная защита составит 33 и 55 см, а водная - 70 и 115 см.

Ионизирующие показатели нейтронов зависят от их энергетических показателей.

При любой ситуации лучшим защитным методом от излучения станет максимальное отдаление от источника и как можно меньшее времяпрепровождение в зоне высокой радиации.

Деление ядер атомов

Под атомов подразумевается самопроизвольное, или под влиянием нейтронов, на две части, примерно равные по размерам.

Эти две части становятся радиоактивными изотопами элементов из основной части таблицы химических элементов. Начинаются от меди до лантаноидов.

Во время выделения вырывается пара лишних нейтронов и возникает избыток энергии в форме гамма-квантов, который гораздо больше, чем при радиоактивном распаде. Так, при одном акте радиоактивного распада возникает один гамма-квант, а во время акта деления появляется 8,10 гамма-квантов. Также разлетевшиеся осколки имеют большую кинетическую энергию, переходящую в тепловые показатели.

Высвободившиеся нейтроны способны спровоцировать разделение пары аналогичных ядер, если они расположены вблизи и нейтроны в них попали.

В связи с этим возникает вероятность возникновения разветвляющей, ускоряющейся цепной реакции разделения атомных ядер и создания большого количества энергии.

Когда такая цепная реакция находится под контролем, то её можно использовать в определённых целях. К примеру, для отопления или электроэнергии. Такие процессы проводятся на атомных электростанциях и реакторах.

Если потерять контроль над реакцией, то случится атомный взрыв. Подобное применяется в ядерном оружии.

В естественных условиях имеется только один элемент - уран, имеющий лишь один делящийся изотоп с номером 235. Он является оружейным.

В обыкновенном урановом атомном реакторе из урана-238 под влиянием нейтронов образуют новый изотоп под номером 239, а из него - плутоний, который является искусственным и не встречается в естественных условиях. При этом возникший плутоний-239 применяется в оружейных целях. Этот процесс деления атомных ядер является сутью всего атомного оружия и энергетики.

Такие явления, как альфа-распад и бета-распад, формула которых изучается в школе, широко распространенны в наше время. Благодаря данным реакциям, существуют атомные электростанции и многие другие производства, основанные на ядерной физике. Однако не стоит забывать про радиоактивность многих таких элементов. При работе с ними требуется специальная защита и соблюдение всех мер предосторожности. В противном случае это может привести к непоправимой катастрофе.

Альфа-распад (а-распад) - вид радиоактивного распада атомных ядер, когда испускается альфа-частица, заряд ядра уменьшается на 2 единицы, массовое число - на 4. Альфа-распад характерен для радиоактивных элементов с большим атомным номером Z.

Рис. 1. Схематическое изображение а-распада.

Альфа-распадом называется самопроизвольное превращение атомного ядра с числом протонов Z и нейтронов N в другое (дочернее) ядро, содержащее число протонов Z -2 и нейтронов N- 2. При этом испускается а-частица - ядро атома гелия 4//^+ .

При а-распаде исходного ядра атомный номер образовавшегося ядра уменьшается на две единицы, а массовое число уменьшается на 4 единицы, согласно схеме:

Примерами а-распада могут служить распад изотопа урана-238:

(при этом распаде ядро тория и а-частица разлетаются с кинетическими энергиями 0.07 МэВ и 4.18 МэВ) и радия-226:

Здесь проявляется правило сдвига, сформулированное Фаянсом и Содди: элемент, образовавшийся из другого элемента при испускании а-лучей, занимает в периодической системе место на две группы левее исходного элемента.

Степень неустойчивости ядер характеризуется величиной периода полураспада - промежутка времени, в течение которого распадается половина ядер данного радиоактивного изотопа. Большинство радиоактивных изотопов имеет сложные схемы распада. В таких случаях на схемах указывают процент данного вида излучения по отношению к общему числу переходов (рис. 1 и 2).

Рис. 2. Схема распада 230 Th.

Полная энергия а-распада:

где Е а - энергия а-частицы, Е тл - энергия атома отдачи и Я„шб - энергия возбуждения дочернего ядра.

Для более лёгких чётночётных нуклидов (Л

Кинетическая энергия а-частиц при альфа-распаде (Е и) определяется массами исходного и конечного ядра и а-частицы. Эта энергия может несколько уменьшаться, если конечное ядро образуется в возбуждённом состоянии и, напротив, несколько увеличиваться, если возбуждённым было испускающее а-частицу ядро (такие а-частицы с увеличенной энергией называются длиннопробежными). Однако во всех случаях энергия а-распада всегда связана с разностью масс и уровнями возбуждения исходного и конечного ядер, а потому спектр испускаемых а-частиц всегда является не сплошным, а линейчатым.

Энергия, выделившаяся при а-распаде

где Ма и М А -4 - массы материнского и дочернего ядер, М а - масса а-частицы. Энергия Е делится между а-частицей и дочерним ядром обратно пропорционально их массам, откуда энергия а-частиц:

Энергия отдачи:

Энергия отдачи дочернего ядра обычно находится в области о,1 МэВ, что соответствует длине пробега в воздухе, равной нескольким миллиметрам.

В земных условиях существует около 40 а-радиоактивных изотопов. Они объединены в три радиоактивных ряда, которые начинаются с 2 3 6 U (А = 477), 2 3 8 U (А = 477+2), 2 35U (А = 477+3). К ним можно условно (т.к. изотопы этого ряда успели распасться за время существования Земли), отнести четвёртый ряд, который начинается с 2 3?Np (Л = 477+1). После ряда последовательных распадов образуются стабильные ядра с близким или равным магическим числам количеством протонов и нейтронов (Z=82, N=126) соответственно 2o8 Pb, 2o6 Pb, 2 ° 7 РЬ, 2 °9Bi. Времена жизни «-активных ядер лежат в пределах от ю 17 лет (2 °4РЬ) до 3-ю* 7 с (212 Ро). Долгоживущими являются нуклиды и 2 Се, *44Ne, 17 4Hf, периоды полураспада которых составляют

(2+5) 10*5 лет.

Рис. 3. Плоские пучки а-лучей от источника малых размеров: а - источник 210 Ро, одна группа а-лучей; б - источник 227 Th, две группы с близкими по длине пробегами; в - источник 2u Bi+ 2n Po, видны две а-частицы 211Р0; г - источник ~ 8 Th с продуктами его распада ^Ra, 2 3-Th, 21б Ро, 212 Bi+ 212 Po 6 групп.

Альфа-распад возможен, если энергия связи а-частицы относительно материнского ядра отрицательна. Для того, чтобы ядро было а-радиоактивным необходимо выполнение условия, являющегося следствием закона сохранения энергии

М(А?) >М(Л-4^-2) + М а, (9)

где M(A,Z) и М(А- 4,Z-2) - массы покоя исходного и конечного ядер соответственно, М а - масса а-частицы. При этом в результате распада конечное ядро и а-частица приобретают суммарную кинетическую энергию Е.

Кинетические энергии а-частиц изменяются от 1,83 МэВ (*44Nd) до 11,65 МэВ (изомер 212ш Ро). Энергия а-частиц, испускаемых тяжёлыми рами из основных состояний, составляет 4+9 МэВ, а испускаемая ми редкоземельных элементов 2+4.5 МэВ. Пробег а-частицы с типичной энергией Е а =6 МэВ составляет -5 см в воздухе при нормальных условиях и ~о,05 мм в А1.

Рис. 4. Экспериментальный а- спектр изотопов плутония.

Спектра -частиц, возникающих при распаде материнского ядра, часто состоит из нескольких моно- энергетических линий, соответствующих квантовых переходам на различные энергетические уровни дочернего ядра.

Так как а-частица не имеет спина, правила отбора по моменту количества движения I-L и чётности, которые вытекают из соответствующих законов сохранения, оказываются простыми. Угловой момент L or-частицы может принимать значения в интервале:

где /, и If - угловые моменты начального и конечного состояния ядер (материнского и дочернего). При этом разрешены только чётные значения L, если чётности обоих состояний совпадают, и нечётные, если четности не совпадают.

Рис. 5. Зависимость lgТ от Е а " 1/2 для чётно-чётных изотопов полония, радона и радия.

Свойством а-распада является наличие определённой и притом весьма сильной зависимости между энергией испускаемых «-частиц и периодом полураспада «-радиоактивных ядер. При небольшом изменении энергии а-частиц периоды полураспада (Т) меняются на многие порядки. Так у 2 з 2 ТЪ?„=4.08 МэВ, 7=1.41 10 ю л, а у 2l8 Th Е а = 9.85 МэВ, Т =ю мкс. Изменению энергии в два раза соответствует изменение в периоде полураспада на 24 порядка.

Для чётно-чётных изотопов одного элемента зависимость периода полураспада от энергии а-распада хорошо описывается соотношением (закон Гейгера-Неттолла):

где Ci и с 2 - константы, слабо зависящие от Z.

Для постоянной распада закон Гейгера-Нетолла имеет вид:

где binb 2 - константы, причём b 2 - общая, а Ь - индивидуальная для каждого природного ряда, R - длина пробега а-частицы в воздухе, Е а - энергия а-частицы.

Зависимость подобного рода была эмпирически установлена в 1912 г. Г.Гейгером и Дж.Нетоллом и теоретически обоснована в 1928 г. Г.Гамовым в результате квантовомеханического рассмотрения процесса а-распада, происходящего путём туннельного перехода. Теория хорошо описывает переходы между основными состояниями чётно-чётных ядер. Для нечётно-чётных, чётно-нечётных и нечётно-нечётных ядер общая тенденция сохраняется, но их периоды полураспада в 2-1000 раз больше, чем для чётно-чётных ядер с данными Z и Е а.

Распространённость а-радиоактивности в значительной мере определяется именно сильной зависимостью времени жизни таких ядер от энергии их распада. Эта энергия положительна, если период полураспада находится в пределах кг 12 секТ=ю 1в лет активность 1 г изотопа с А =200 составляет всего 1,810 м2 Ки).

Для изотопов элементов с Z

Известно более 200 a-активных ядер, расположенных в основном в конце периодической системы, за свинцом (Z>82), которым заканчивается заполнение протонной ядерной оболочки с Z=82. Альфа-распад связан с

кулоновским отталкиванием, которое возрастает по мере увеличения размеров ядер быстрее (как Z 2), чем ядерные силы притяжения, которые увеличиваются линейно с ростом массового числа А.

Рис. 6. Зависимость энергии а-распада изотопов элементов начиная с полония (Z=84) до фермия (Z=ioo) от числа нейтронов в ядрах.

Имеется также около 20 а-радиоактивных изотопов редкоземельных элементов (A=i40-ri6o). Здесь а-распад наиболее характерен для ядер с N= 84, которые при испускании а-частиц превращаются в ядра с заполненной нейтронной оболочкой (N= 82). Существует также небольшая группаа -излучателей в промежутке между редкоземельными и тяжелыми ядрами и есть несколько а- излучающих нейтронно-дефицитных ядер с А~по.

Времена жизни a-активных ядер колеблются в широких пределах: от 3-10-" сек (для 2,2 Ро) до (2-5)-10*5 л (природные изотопы ‘4 2 Се, *44Nd, WHO. Энергия а-распада лежит в пределах 44-9 МэВ (за исключением случая длиннопробежных а-частиц) для всех тяжёлых ядер и 24-4,5 МэВ для редкоземельных элементов. Сводка данных об энергиях а-распада а-радиоактивных изотопов элементов с Z= 84-100 представлена на рис. 6.

В теории а-распада предполагается, что материнское ядро является для а -частиц потенциальной ямой, которая ограничена потенциальным барьером. Энергия а-частицы в ядре недостаточна для преодоления этого барьера. Вылет а-частицы из ядра оказывается возможным только благодаря квантово-механическому явлению, которое называется туннельным эффектом. Согласно квантовой механике, существуют отличная от нуля вероятность прохождения частицы сквозь потенциальный барьер. Явление туннелирования имеет вероятностный характер.

Туннельный эффект (туннелирование) - преодоление микрочастицей потенциального барьера в случае, когда её полная энергия (остающаяся при туннелировании неизменной) меньше высоты барьера. Туннельный эффект - явление квантовой природы, невозможное в классической механике; аналогом туннельного эффекта в волновой оптике может служить проникновение световой волны внутрь отражающей среды в условиях, когда, с точки зрения геометрической оптики, происходит полное внутреннее отражение. Явление туннельного эффекта лежит в основе многих важных процессов в атомной и молекулярной физике, в физике атомного ядра, твёрдого тела и т.д. В конечном счёте, туннелирование объясняется соотношением неопределенностей.

Рис. 7.

Основным фактором, определяющим вероятность а-распада и ее зависимость от энергии а-частицы и заряда ядра, является кулоновский барьер. Простейшая теория а-распада сводится к описанию движения а-частицы в потенциальной яме с барьером (рис. 7). Так как энергия а-частиц составляет 5-гю МэВ, а высота кулоновского барьера у тяжёлых ядер 254-30 МэВ, то вылет а-частицы из ядра может происходить только за счёт туннельного эффекта, вероятность которого определяется проницаемостью барьера. Вероятность а-распада экспоненциально зависит от энергии а-частицы.

На рис. 7 показана зависимость потенциальной энергии взаимодействия а-частицы с остаточным ядром в зависимости от расстояния между их центрами. Кулоновский потенциал обрезается на расстоянии R, которое приблизительно равно радиусу остаточного ядра. Высота кулоновского барьера прямо пропорциональна заряду ядра, заряду а-частицы и обратно пропорциональна R=r (A 1/s , г 0 - радиус ядра. Она довольно значительна, например, для 2 з**и кулоновский барьер имеет высоту 30 МэВ, поэтому согласно классическим представлениям, а-частица с энергией 4,5 МэВ такой барьер преодолеть не может. Однако благодаря своим волновым свойствам, а-частица такой барьер всё же преодолевает.

На энергетической диаграмме ядра можно выделить три области:

i" - сферическая потенциальная яма глубиной V. В классической механике а-частица с кинетической энергией E a +V 0 может двигаться в этой области, но не способна её покинуть. В этой области существует сильное взаимодействие между а-частицей и остаточным ядром.

R область потенциального барьера, в которой потенциальная энергия больше энергии а-частицы, т.е. это область, запрещённая для классической частицы.

7*>г е - область вне потенциального барьера. В квантовой механике возможно прохождение а-частицы сквозь барьер (туннелирование), однако вероятность этого весьма мала.

Теория туннелирования Гамова объяснила сильную зависимость периода полураспада а-излучающих нуклидов от энергии а-частицы. Однако величины периодов полураспада для многих ядер были предсказаны с большими погрешностями. Поэтому теория Гамова неоднократно усовершенствовалась. Была учтена, как возможность распада ядер с ненулевым орбитальным моментом, так и сильная деформация ядер (а-частицы охотнее вылетают вдоль большой оси эллипсоида, а средняя вероятность вылета отличается от таковой для сферического ядра) и т.п. В теории Гамова не учитывались структура состояний начального и конечного ядер и проблема образования а-частицы в ядре, вероятность которой полагалась равной 1. Для чётно-чётных ядер это приближение довольно хорошо описывает эксперимент. Однако если перестройка структуры исходных ядер в конечные заметно затруднена, то расчётные значения периодов полураспада могут измениться на два порядка.

Альфа-частица не существует в а-распадающемся ядре всё время, а с некоторой конечной вероятностью возникает на его поверхности перед вылетом. В поверхностном слое тяжёлых ядер существуют а-частичные группировки нуклонов, состоящие из двух протонов и двух нейтронов (a-кластеры). Известно, что а-распад идёт на 2-^4 порядка быстрее, когда а-частица образуется из нейтронных и протонных пар, по сравнению с распадом, когда а-частица образуется из неспаренных нуклонов. В первом случае а-распад называется благоприятным, и такими оказываются все a-переходы между основными состояниями чётно-чётных ядер. Во втором случае а-распад называется неблагоприятным.

Периоды полураспада известных α-радиоактивных ядер варьируются в широких пределах. Так, изотоп вольфрама 182 W имеет период полураспада T 1/2 > 8.3·10 18 лет, а изотоп протактиния 219 Pa имеет T 1/2 = 5.3·10 -8 c.

Рис. 2.1. Зависимость периода полураспада радиоактивного элемента от кинетической энергии α-частицы естественно радиоактивного элемента. Штриховая линия – закон Гейгера-Нэттола.

Для четно-четных изотопов зависимость периода полураспада от энергии α-распада Q α описывается эмпирическим законом Гейгера-Неттола

где Z − заряд конечного ядра, период полураспада T 1/2 выражен в секундах, а энергия α-частицы E α − в МэВ. На рис. 2.1 показаны экспериментальные значения периодов полураспада для α-радиоактивных четно-четных изотопов (Z изменяется от 74 до 106) и их описание с помощью соотношения (2.3).
Для нечетно-четных, четно-нечетных и нечетно-нечетных ядер общая тенденция зависимости
lg T 1/2 от Q α сохраняется, но периоды полураспада в 2–100 раз больше, чем для четно-четных ядер с теми же Z и Q α .
Для того чтобы происходил α-распад, необходимо, чтобы масса исходного ядра M(A,Z) была больше суммы масс конечного ядра M(A-4, Z-2) и α-частицы M α:

где Q α = c 2 − энергия α-распада.
Так как M α << M(A-4, Z-2), основная часть энергии α-распада уносится α‑ частицей и лишь ≈ 2% − конечным ядром (A-4, Z-2).
Энергетические спектры α-частиц многих радиоактивных элементов состоят из нескольких линий (тонкая структура α-спектров). Причина появления тонкой структуры α-спектра − распад начального ядра (A,Z) на возбужденное состояние ядра (A-4, Z-2). Измеряя спектры α-частиц можно получить информацию о природе возбужденных состояний
ядра (A-4, Z-2).
Для определения области значений А и Z ядер, для которых энергетически возможен α-распад, используют экспериментальные данные об энергиях связи ядер. Зависимость энергии α-распада Q α от массового числа А показана на рис. 2.2.
Из рис. 2.2 видно, что α-распад становится энергетически возможным, начиная с А ≈ 140. В областях A = 140–150 и A ≈ 210 величина Q α имеет отчетливые максимумы, которые обусловлены оболочечной структурой ядра. Максимум при A = 140–150 связан с заполнением нейтронной оболочки с магическим числом N =А – Z = 82, а максимум при A ≈ 210 связан с заполнением протонной оболочки при Z = 82. Именно за счет оболочечной структуры атомного ядра первая (редкоземельная) область α-активных ядер начинается с N = 82, а тяжелые α-радиоактивные ядра становятся особенно многочисленными, начиная с Z = 82.

Рис. 2.2. Зависимость энергии α-распада от массового числа А.

Широкий диапазон периодов полураспада, а также большие значения этих периодов для многих α-радиоактивных ядер объясняются тем, что α‑частица не может «мгновенно» покинуть ядро, несмотря на то, что это энергетически выгодно. Для того чтобы покинуть ядро, α‑частица должна преодолеть потенциальный барьер − область на границе ядра, образующуюся за счёт потенциальной энергии электростатического отталкивания a-частицы и конечного ядра и сил притяжения между нуклонами. С точки зрения классической физики α‑частица не может преодолеть потенциальный барьер, так как не имеет необходимой для этого кинетической энергии. Однако квантовая механика допускает такую возможность − α‑ частица имеет определённую вероятность пройти сквозь потенциальный барьер и покинуть ядро. Это квантовомеханическое явление называют «туннельным эффектом» или «туннелированием». Чем больше высота и ширина барьера, тем меньше вероятность туннелирования, а период полураспада соответственно больше. Большой диапазон периодов полураспада
α-излучателей объясняется различным сочетанием кинетических энергий α-частиц и высот потенциальных барьеров. Если бы барьера не существовало, то α‑частица покинула бы ядро за характерное ядерное
время ≈ 10 -21 – 10 -23 с.
Простейшая модель α-распада была предложена в 1928 году Г. Гамовым и независимо от него Г. Герни и Э. Кондоном. В этой модели предполагалось, что α‑частица постоянно существует в ядре. Пока α-частица находится в ядре на нее действуют ядерные силы притяжения. Радиус их действия сравним с радиусом ядра R. Глубина ядерного потенциала – V 0 . За пределами ядерной поверхности при r > R потенциал является кулоновским потенциалом отталкивания

V(r) = 2Ze 2 /r.

Рис. 2.3. Энергии α‑частиц E α в зависимости от числа нейтронов N
в исходном ядре. Линии соединяют изотопы одного и того же химического элемента.

Упрощенная схема совместного действия ядерного потенциала притяжения и кулоновского потенциала отталкивания показана на рисунке 2.4. Для того, чтобы выйти за пределы ядра α-частица с энергией E α должна пройти сквозь потенциальный барьер, заключенный в области от R до R c . Вероятность α-распада в основном определяется вероятностью D прохождения α-частицы через потенциальный барьер

В рамках этой модели удалось объяснить сильную зависимость вероятности α‑ распада от энергии α-частицы.

Рис. 2.4. Потенциальная энергия α-частицы. Потенциальный барьер.

Для того чтобы рассчитать постоянную распада λ, надо коэффициент прохождения α-частицы через потенциальный барьер умножить, во-первых, на вероятность w α того, что α‑частица образовалась в ядре, и, во-вторых, на вероятность того, что она окажется на границе ядра. Если α‑частица в ядре радиуса R имеет скорость v, то она будет подходить к границе в среднем ≈ v/2R раз в секунду. В результате для постоянной распада λ получается соотношение

(2.6)

Скорость α‑частицы в ядре можно оценить, исходя из её кинетической энергии E α + V 0 внутри ядерной потенциальной ямы, что даёт v ≈ (0.1-0.2)с. Уже из этого следует, что при наличии в ядре α‑частицы вероятность её пройти сквозь барьер D <10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Грубость оценки предэкспоненциального множителя не очень существенна, потому что постоянная распада зависит от него несравненно слабее, чем от показателя экспоненты.
Из формулы (2.6) следует, что период полураспада сильно зависит от радиуса ядра R, поскольку радиус R входит не только в предэкспоненциальный множитель, но и в показатель экспоненты, как предел интегрирования. Поэтому из данных по α-распаду можно определять радиусы атомных ядер. Полученные таким путем радиусы оказываются на 20–30% больше найденных в опытах по рассеянию электронов. Это различие связано с тем, что в опытах с быстрыми электронами измеряется радиус распределения электрического заряда в ядре, а в α-распаде измеряется расстояние между ядром и α‑частицей, на котором перестают действовать ядерные силы.
Наличие постоянной Планка в показателе экспоненты (2.6) объясняет сильную зависимость периода полураспада от энергии. Даже небольшое изменение энергии приводит к значительному изменению показателя экспоненты и тем самым к очень резкому изменению периода полураспада. Поэтому энергии вылетающих α‑частиц сильно ограничены. Для тяжелых ядер α‑частицы с энергиями выше 9 МэВ вылетают практически мгновенно, а с энергиями ниже 4 МэВ живут в ядре так долго, что α-распад даже не удается зарегистрировать. Для редкоземельных α-радиоактивных ядер обе энергии снижаются за счет уменьшения радиуса ядра и высоты потенциального барьера.
На рис. 2.5 показана зависимость энергии α-распада изотопов Hf (Z = 72) от массового числа A в области массовых чисел A = 156–185. В таблице 2.1 приведены энергии α-распада, периоды полураспада и основные каналы распада изотопов 156–185 Hf. Видно как по мере увеличения массового числа A уменьшается энергия α-распада, что приводит к уменьшению вероятности α-распада и увеличению вероятности β-распада (таблица 2.1). Изотоп 174 Hf, являясь стабильным изотопом (в естественной смеси изотопов он составляет 0.16%), тем не менее распадается с периодом полураспада T 1/2 = 2·10 15 лет с испусканием α‑частицы.

Рис. 2.5. Зависимость энергии α-распада Q α изотопов Hf (Z = 72)
от массового числа A.

Таблица 2.1

Зависимость энергии α-распада Q α , периода полураспада T 1/2 ,
различных мод распада изотопов H f (Z = 72) от массового числа A

Изотопы Hf c A = 176–180 являются стабильными изотопами. Эти изотопы также имеют положительную энергию α‑распада. Однако энергия α-распада ~1.3–2.2 МэВ слишком мала и α‑распад этих изотопов не обнаружен, несмотря на отличную от нуля вероятность α-распада. При дальнейшем увеличении массового числа A > 180 доминирующим каналом распада становится β - -распад.
При радиоактивных распадах конечное ядро может оказаться не только в основном, но и в одном из возбужденных состояний. Однако сильная зависимость вероятности α-распада от энергии α‑частицы приводит к тому, что распады на возбужденные уровни конечного ядра обычно идут с очень низкой интенсивностью, потому что при возбуждении конечного ядра уменьшается энергия α‑частицы. Поэтому экспериментально удается наблюдать только распады на вращательные уровни, имеющие относительно низкие энергии возбуждения. Распады на возбужденные уровни конечного ядра приводят к возникновению тонкой структуры энергетического спектра вылетающих α‑частиц.
Основным фактором, определяющим свойства α-распада, является прохождение α‑частиц через потенциальный барьер. Другие факторы проявляются сравнительно слабо, но в отдельных случаях дают возможность получить дополнительную информацию о структуре ядра и механизме α‑распада ядра. Одним из таких факторов является появление квантовомеханического центробежного барьера. Если α‑частица вылетает из ядра (A,Z), имеющего спин J i , и при этом образуется конечное ядро
(A-4, Z-2) в состоянии со спином J f , то α‑частица должна унести полный момент J, определяемый соотношением

Так как α-частица имеет нулевой спин, её полный момент J совпадает с уносимым α-частицей орбитальным моментом количества движения l

В результате возникает квантовомеханический центробежный барьер.

Изменение формы потенциального барьера за счет центробежной энергии незначительно главным образом из-за того, что центробежная энергия спадает с расстоянием значительно быстрее кулоновской (как 1/r 2 , а не как 1/r). Однако, поскольку это изменение делится на постоянную Планка и попадает в показатель экспоненты, то при больших l, оно приводит к изменению времени жизни ядра.
В таблице 2.2 приведена рассчитанная проницаемость центробежного барьера B l для α-частиц, вылетающих с орбитальным моментом l относительно проницаемости центробежного барьера B 0 для α-частиц, вылетающих с орбитальным моментом l = 0 для ядра с Z = 90, энергия α-частицы E α = 4.5 МэВ. Видно, что с увеличением орбитального момента l, уносимого α-частицей, проницаемость квантовомеханического центробежного барьера резко падает.

Таблица 2.2

Относительная проницаемость центробежного барьера для α-частиц,
вылетающих с орбитальным моментом l
(Z = 90, E α = 4.5 МэВ)

Более существенным фактором, способным резко перераспределить вероятности различных ветвей α-распада, может оказаться необходимость значительной перестройки внутренней структуры ядра при испускании α‑частицы. Если начальное ядро сферическое, а основное состояние конечного ядра сильно деформировано, то для того чтобы эволюционировать в основное состояние конечного ядра, исходное ядро в процессе испускания α‑частицы должно перестроиться, сильно изменив свою форму. В подобном изменении формы ядра обычно участвует большое число нуклонов и такая малонуклонная система, как α‑ частица, покидая ядро, может оказаться не в состоянии его обеспечить. Это означает, что вероятность образования конечного ядра в основном состоянии будет незначительной. Если же среди возбужденных состояний конечного ядра окажется состояние близкое к сферическому, то начальное ядро может без существенной перестройки перейти в него в результате α‑ распада Вероятность заселения такого уровня может оказаться большой, значительно превышающей вероятность заселения более низколежащих состояний, включая основное.
Из диаграмм α-распада изотопов 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra видны сильные зависимости вероятности α-распада на возбужденные состояния от энергии α-частицы и от орбитального момента l, уносимого α-частицей.
α-распад также может происходить из возбужденных состояний атомных ядер. В качестве примера в таблицах 2.3, 2.4 приведены моды распада основного и изомерного состояний изотопов 151 Ho и 149 Tb.

Таблица 2.3

α-распады основного и изомерного состояний 151 Ho

Таблица 2.4

α-распады основного и изомерного состояний 149 Tb

На рис. 2.6 приведены энергетические диаграммы распада основного и изомерного состояний изотопов 149 Tb и 151 Ho.

Рис. 2.6 Энергетические диаграммы распада основного и изомерного состояний изотопов 149 Tb и 151 Ho.

α-распад из изомерного состояния изотопа 151 Ho (J P = (1/2) + , E изомер = 40 кэВ) более вероятен (80%), чем е-захват на это изомерное состояние. В то же время основное состояние 151 Но распадается преимущественно в результате е-захвата (78%).
В изотопе 149 Tb распад изомерного состояния (J P = (11/2) - , E изомер = 35.8кэВ) происходит в подавляющем случае в результате е-захвата. Наблюдаемые особенности распада основного и изомерного состояний объясняются величиной энергии α-распада и е-захвата и орбитальными моментами, уносимыми α-частицей или нейтрино.

1. ФИЗИКА АТОМНОГО ЯДРА 1.4. β-распад

Виды и свойства бета- распада. Элементы теории бета-распада. Радиоактивные семейства

Бета-распадом ядра называется процесс самопроизвольного превращения нестабильного ядра в ядро-изобар в результате испускания электрона (позитрона) или захвата электрона. Известно около 900 бета-радиоактивных ядер. Из них только 20 являются естественными, остальные получены искусственным путем.
Виды и свойства бета-распада

Существует три вида β -распада: электронный β – -распад, позитронный β + -распад и электронный захват(е -захват). Основным видом является первый.

При электронном β – -распаде один из нейтронов ядра превращается в протон с испусканием электрона и электронного антинейтрино.

Примеры: распад свободного нейтрона

, Т 1/2 =11,7 мин;

распад трития

, Т 1/2 = 12 лет.

При позитронном β + -распаде один из протонов ядра превращается в нейтрон с испусканием положительно заряженного электрона (позитрона) и электронного нейтрино

. (1.41б)

Пример

Из сравнения периодов полураспада родоначальников семейств с геологическим временем жизни Земли (4,5 млрд. лет) видно, что в веществе Земли торий-232 сохранился почти весь, уран-238 распался примерно наполовину, уран-235 – большей частью, нептуний-237 практически весь.