Ce este dezintegrarea alfa și degradarea beta? Dezintegrarea beta, dezintegrarea alfa: formule și reacții. Tipuri de transformări nucleare, dezintegrare alfa și beta Cum se va schimba în timpul dezintegrarii b

Acumulatorii de ioni grei deschid posibilități fundamental noi în studierea proprietăților nucleelor ​​exotice. În special, ele fac posibilă acumularea și utilizarea pentru o lungă perioadă de timp a atomilor complet ionizați - nuclee „goale”. Ca rezultat, devine posibil să se studieze proprietățile nucleelor ​​atomice care nu au mediu electronic și în care nu există nici un efect Coulomb al învelișului electronului exterior cu nucleul atomic.

Orez. 3.2 Schema de e-captură într-un izotop (stânga) și atomi complet ionizați și (dreapta)

Dezintegrarea într-o stare legată a unui atom a fost descoperită pentru prima dată în 1992. S-a observat dezintegrarea β a unui atom complet ionizat în stări atomice legate. Nucleul 163 Dy de pe diagrama N-Z a nucleelor ​​atomice este marcat cu negru. Aceasta înseamnă că este un nucleu stabil. Într-adevăr, fiind parte a unui atom neutru, nucleul 163 Dy este stabil. Starea sa fundamentală (5/2+) poate fi populată ca urmare a captării electronice din starea fundamentală (7/2+) a nucleului de 163 Ho. Nucleul de 163 Ho înconjurat de o înveliș de electroni este β--radioactiv și timpul său de înjumătățire este de ~104 ani. Totuși, acest lucru este adevărat numai dacă luăm în considerare nucleul înconjurat de o înveliș de electroni. Pentru atomii complet ionizați, imaginea este fundamental diferită. Acum starea fundamentală a nucleului 163 Dy se dovedește a fi mai mare ca energie decât starea fundamentală a nucleului 163 Ho și se deschide posibilitatea dezintegrarii lui 163 Dy (Fig. 3.2)

→ + e - + e .

(3.8)

Electronul format ca urmare a dezintegrarii poate fi captat pe capacul vacant K sau L al ionului. Ca urmare, dezintegrarea (3.8) are forma

→ + e - + e (în stare legată).

Energiile β-degradează în K și L-shell sunt (50,3±1) keV și, respectiv, (1,7±1) keV. Pentru a observa dezintegrarea în stările legate ale învelișurilor K și L din inelul de stocare ESR, s-au acumulat 108 nuclee complet ionizate la GSI. În timpul de acumulare, ca urmare a dezintegrarii β +, s-au format nuclee (Fig. 3.3).

Orez. 3.3. Dinamica acumulării ionilor: a - curentul ionilor Dy 66+ acumulat în inelul de stocare ESR în timpul diferitelor etape ale experimentului, β - intensitățile ionilor Dy 66+ și Ho 67+, măsurate prin detectoare externe și respectiv interne sensibile la poziție

Deoarece ionii Ho 66+ au practic același raport M/q ca ionii Dy 66+ ai fasciculului primar, ei se acumulează pe aceeași orbită. Timpul de acumulare a fost de ~30 min. Pentru a măsura timpul de înjumătățire al nucleului Dy 66+, fasciculul acumulat pe orbită a trebuit să fie purificat din amestecul de ioni Ho 66+. Pentru a curăța fasciculul de ioni, s-a injectat în cameră un jet de gaz argon cu o densitate de 6·10 12 atomi/cm2 și un diametru de 3 mm, care a traversat fasciculul de ioni acumulat pe direcție verticală. Datorită faptului că ionii Ho 66+ au capturat electroni, aceștia au căzut din orbita de echilibru. Grinda a fost curățată timp de aproximativ 500 s. După aceea, jetul de gaz a fost blocat și ionii Dy 66+ și noii formați (după ce jetul de gaz a fost oprit) ionii Ho 66+ ca urmare a descompunerii au continuat să circule în inel. Durata acestei etape a variat de la 10 la 85 min. Detectarea și identificarea Ho 66+ sa bazat pe faptul că Ho 66+ poate fi ionizat în continuare. Pentru a face acest lucru, în ultima etapă, un jet de gaz a fost din nou injectat în inelul de stocare. Ultimul electron a fost scos din ionul 163 Ho 66+ și, ca rezultat, a fost obținut ionul 163 Ho 67+. Un detector sensibil la poziție a fost amplasat lângă jetul de gaz, care a înregistrat cei 163 de ioni Ho 67+ care părăsesc fasciculul. Pe fig. 3.4 arată dependența numărului de 163 de nuclee Ho formate ca urmare a dezintegrarii β de timpul de acumulare. Insertul arată rezoluția spațială a detectorului sensibil la poziție.
Astfel, acumularea a 163 de nuclee Ho în fasciculul de 163 Dy a dovedit posibilitatea dezintegrarii.

→ + e - + e (în stare legată).

Orez. 3.4. Raportul dintre ionii fii 163 Ho 66+ și ionii primari 163 Dy 66+ în funcție de timpul de acumulare. Inset-ul arată vârful 163 Ho 67+ înregistrat de detectorul intern.

Variind intervalul de timp dintre curățarea fasciculului de impuritățile Ho 66+ și timpul de detectare a ionilor Ho 66+ nou formați în fasciculul de impurități, se poate măsura timpul de înjumătățire al izotopului Dy 66+ complet ionizat. S-a dovedit a fi ~ 0,1 an.
O degradare similară a fost găsită și pentru 187 Re 75+. Rezultatul obţinut este extrem de important pentru astrofizică. Faptul este că atomii neutri de 187 Re au un timp de înjumătățire de 4·10 10 ani și sunt utilizați ca ceasuri radioactive. Timpul de înjumătățire al lui 187 Re 75+ este de numai 33 ± 2 ani. Prin urmare, trebuie făcute corecții corespunzătoare în măsurătorile astrofizice, deoarece în stele, 187 Re este cel mai adesea în stare ionizată.
Studiul proprietăților atomilor complet ionizați deschide o nouă linie de cercetare proprietăți exotice nuclee lipsite de efectul Coulomb al învelișului exterior al electronilor.

Dezintegrarea alfa(a-decay) - un tip de dezintegrare radioactivă a nucleelor ​​atomice, atunci când este emisă o particulă alfa, sarcina nucleului scade cu 2 unități, numărul de masă - cu 4. Dezintegrarea alfa este caracteristică elementelor radioactive cu un atom mare. numărul Z.

Orez. unu. Reprezentarea schematică a dezintegrarii a.

Dezintegrarea alfa este transformarea spontană a unui nucleu atomic cu numărul de protoni Zși neutroni Nîntr-un alt nucleu (fiică) care conține numărul de protoni Z-2 și neutroni N- 2. În acest caz, este emisă o particulă a - nucleul atomului de heliu 4//^+.

În dezintegrarea a nucleului original, numărul atomic al nucleului rezultat scade cu două unități, iar numărul de masă scade cu 4 unități, conform schemei:

Exemple de descompunere a sunt descompunerea izotopului uraniu-238:

(în timpul acestei dezintegrare, nucleul de toriu și particula a zboară separat cu energii cinetice de 0,07 MeV și 4,18 MeV) și radiu-226:

Aici se manifestă regula deplasării formulată de Fajans și Soddy: un element format dintr-un alt element în timpul emisiei de raze a ocupă un loc în sistemul periodic două grupe la stânga elementului original.

Gradul de instabilitate al nucleelor ​​este caracterizat de valoarea timpului de înjumătățire - perioada de timp în care jumătate din nucleele unui izotop radioactiv dat se descompun. Majoritatea izotopilor radioactivi au modele complexe de descompunere. În astfel de cazuri, diagramele indică procentul acestui tip de radiație în raport cu numărul total de tranziții (Fig. 1 și 2).

Orez. 2. Schema dezintegrarii 230 Th.

Energia totală de dezintegrare a:

Unde E a este energia unei particule a, E tl este energia atomului de recul și Rnshb este energia de excitație a nucleului fiu.

Pentru nuclizii pari mai ușori (L

Energia cinetică a particulelor a în timpul dezintegrarii alfa (E și) este determinată de masele nucleelor ​​inițiale și finale și ale particulelor a. Această energie poate scădea oarecum dacă nucleul final se formează într-o stare excitată și, dimpotrivă, crește oarecum dacă nucleul care emite o particulă a a fost excitat (astfel de particule a cu energie crescută se numesc cu rază lungă). Cu toate acestea, în toate cazurile, energia de dezintegrare a este întotdeauna legată de diferența de masă și nivelurile de excitație ale nucleelor ​​inițiale și finale și, prin urmare, spectrul particulelor a emise nu este întotdeauna continuu, ci căptușit.

Energia eliberată în timpul unei dezintegrare

Unde Ma și M A -4 sunt masele nucleelor ​​părinte și fiice, M a - masa particulei a. Energie E este împărțit între particula a și nucleul fiu în proporție inversă cu masele lor, de unde energia particulelor a:

Energia recul:

Energia de recul a nucleului fiu este de obicei în regiunea de 0,1 MeV, ceea ce corespunde unei căi în aer egală cu câțiva milimetri.

În condiții terestre, există aproximativ 40 de izotopi a-radioactivi. Ele sunt combinate în trei rânduri radioactive care încep cu 2 3 6 U ( DAR = 477), 2 3 8 U (DAR = 477+2), 2 35U ( DAR = 477+3). Ele pot fi condiționate (deoarece izotopii acestei serii au avut timp să se degradeze în timpul existenței Pământului), includ seria a patra, care începe cu 2 3?Np (L = 477+1). După o serie de dezintegrari succesive, se formează nuclee stabili cu numărul de protoni și neutroni apropiat sau egal cu numerele magice (Z=82, N=126) respectiv 2o8 Pb, 2o6 Pb, 2° 7 Pb, 2° 9Bi . Durata de viață a nucleelor ​​„-active se află în intervalul de la eu 17 ani (2 °4Pb) până la al 3-lea* 7 s (212 Rho). Nuclizii și 2 Ce, *44Ne, 17 4Hf sunt de lungă durată, iar timpul lor de înjumătățire este

(2+5) 10*5 ani.

Orez. 3. Fascicule plate de raze a dintr-o sursă de dimensiuni mici: a - sursa 210 Rho, un grup de raze a; b - 227 Th sursă, două grupuri cu intervale apropiate în lungime; c - 2u Bi+ 2n Po sursă, sunt vizibile două particule a 211P0; d - sursa de ~ 8 Th cu produșii săi de descompunere ^Ra, 2 3-Th, 21b Po, 212 Bi+ 212 Po 6 grupe.

Dezintegrarea alfa este posibilă dacă energia de legare a particulei a în raport cu nucleul părinte este negativă. Pentru ca nucleul să fie a-radioactiv este necesar să se îndeplinească condiția care este o consecință a legii conservării energiei.

M(Huh?) >M(A-4^-2) + M a, (9)

Unde M(A,Z)și M(A- 4,Z-2) sunt masele de repaus ale nucleelor ​​inițiale și, respectiv, finale, M a este masa particulei a. În acest caz, ca urmare a dezintegrarii, nucleul final și particula a dobândesc o energie cinetică totală E.

Energiile cinetice ale particulelor a variază de la 1,83 MeV (*44Nd) la 11,65 MeV (izomerul 212n Po). Energia particulelor a emise de cadrele grele din stările fundamentale este de 4 + 9 MeV, iar cea emisă de elementele din pământuri rare este de 2 + 4,5 MeV. Intervalul unei particule a cu energie tipică E a \u003d 6 MeV este -5 cm în aer la conditii normaleși ~0,05 mm în A1.

Orez. 4. Spectrul a experimental al izotopilor de plutoniu.

Spectrul de particule care decurg din dezintegrarea nucleului părinte constă adesea din mai multe linii monoenergetice corespunzătoare tranzițiilor cuantice la diferite niveluri de energie ale nucleului fiu.

Deoarece particula a nu are spin, alegerea regulilor pentru momentul impulsului I-L iar paritatea, care rezultă din legile de conservare corespunzătoare, se dovedesc a fi simple. impuls unghiular L sau-particulele pot lua valori în intervalul:

unde /, și Dacă- momentele unghiulare ale stărilor inițiale și finale ale nucleelor ​​(părinte și copil). În acest caz, sunt permise numai valorile pare ale lui L dacă paritățile ambelor stări coincid și cele impare dacă paritățile nu coincid.

Orez. 5. Dependenta lg T din E a "1/2 pentru izotopi uniformi ai poloniului, radonului și radiului.

O proprietate a dezintegrarii a este prezența unei dependențe definite și, în plus, foarte puternice între energia particulelor α emise și timpul de înjumătățire al nucleelor ​​α-radioactive. Cu o mică modificare a energiei particulelor a, timpii de înjumătățire (T) se modifică cu multe ordine de mărime. Deci pentru 2 s 2 Tb?n = 4,08 MeV, 7 = 1,41 10 yu l și pentru 2l8 Th E a = 9,85 MeV, T\u003d dumneavoastră ms. O modificare de două ori a energiei corespunde unei schimbări a timpului de înjumătățire cu 24 de ordine de mărime.

Pentru izotopii pari-pari ai unui element, dependența timpului de înjumătățire de energia de dezintegrare a este bine descrisă de relația (legea Geiger-Nettall):

unde Ci și c 2 sunt constante slab dependente de Z.

Pentru constanta de dezintegrare, legea Geiger-Netall are forma:

Unde binb2- constante și b 2 - generală, și b- individual pentru fiecare serie naturală, R- lungimea traiectoriei unei particule a în aer, E a - energia particulei a.

O dependență de acest fel a fost stabilită empiric în 1912 de G. Geiger și J. Netall și fundamentată teoretic în 1928 de G. Gamow ca urmare a unei considerații mecanice cuantice a procesului de dezintegrare a care are loc printr-o tranziție de tunel. Teoria descrie bine tranzițiile dintre stările fundamentale ale nucleelor ​​pare-pare. Pentru nucleele impar-pare, par-impar și impar-impar, tendința generală continuă, dar timpul de înjumătățire al acestora este de 2-1000 de ori mai lung decât pentru nucleele pare-pare cu Z și dat dat. E a.

Prevalența radioactivității a este determinată în mare măsură de dependența puternică a duratei de viață a unor astfel de nuclee de energia dezintegrarii lor. Această energie este pozitivă dacă timpul de înjumătățire este în interval DAR\u003d 200 este doar 1.810 m2 Ci).

Pentru izotopii elementelor cu Z

Se cunosc peste 200 de nuclee a-active, situate în principal la capătul sistemului periodic, în spatele plumbului (Z>82), care completează umplerea învelișului nuclear de proton cu Z=82. Dezintegrarea alfa este asociată cu

Repulsia coulombiană, care crește pe măsură ce dimensiunea nucleelor ​​crește mai repede (cum ar fi Z 2) decât forțele nucleare de atracție, care cresc liniar odată cu creșterea numărului de masă A.

Orez. Fig. 6. Dependența energiei de descompunere a a izotopilor elementelor de la poloniu (Z=84) la fermiu (Z=ioo) de numărul de neutroni din nuclee.

Există, de asemenea, aproximativ 20 de izotopi a-radioactivi ai elementelor pământurilor rare (A=i40-ri6o). Aici dezintegrarea a este cea mai tipică pentru nucleele cu N= 84, care, atunci când particulele a sunt emise, sunt convertite în nuclee cu o înveliș de neutroni umplut (N= 82). Există, de asemenea, un grup mic de emițători a în decalajul dintre pământurile rare și nucleele grele și există mai multe nuclee cu deficit de neutroni care emit a de la A~to.

Durata de viață a nucleelor ​​a-active variază foarte mult: de la 3-10-" sec (pentru 2,2 Rho) la (2-5)-10*5 l (izotopi naturali '4 2 Ce, * 44Nd, OMS. Dezintegrare a energiei se află în intervalul 44-9 MeV (cu excepția cazului particulelor a cu rază lungă de acțiune) pentru toate nucleele grele și 24-4,5 MeV pentru elementele pământurilor rare.-100 este prezentat în Fig. 6.

În teoria dezintegrarii a, se presupune că nucleul părinte este un put de potențial pentru particulele a, care este limitat de o barieră potențială. Energia particulei a din nucleu este insuficientă pentru a depăși această barieră. Scăparea unei particule a din nucleu este posibilă numai datorită unui fenomen mecanic cuantic numit efect de tunel. Conform mecanicii cuantice, există o probabilitate diferită de zero ca o particulă să treacă printr-o barieră de potențial. Fenomenul tunelului are un caracter probabilistic.

efect de tunel(tunele) - depășirea unei bariere potențiale de către o microparticulă în cazul în care energia sa totală (care rămâne neschimbată în timpul tunelului) este mai mică decât înălțimea barierei. efect de tunel - un fenomen de natură cuantică, imposibil în mecanica clasică; Un analog al efectului de tunel în optica undelor poate fi pătrunderea unei unde luminoase într-un mediu reflectorizant în condițiile în care, din punctul de vedere al optică geometrică, are loc reflexia internă totală. Fenomenul efectului de tunel stă la baza multor procese importante din fizica atomică și moleculară,în fizica nucleara, corp solid etc. În cele din urmă, tunelul este explicat prin relația de incertitudine.

Orez. 7.

Principalul factor care determină probabilitatea dezintegrarii a și dependența acesteia de energia particulei a și de sarcina nucleului este bariera Coulomb. Cea mai simplă teorie a dezintegrarii a se reduce la descrierea mișcării unei particule a într-un puț de potențial cu o barieră (Fig. 7). Deoarece energia particulelor a este de 5-10 MeV, iar înălțimea barierei Coulomb pentru nucleele grele este de 254-30 MeV, evadarea unei particule a din nucleu poate avea loc numai datorită efectului de tunel, probabilitatea din care este determinată de permeabilitatea barierei. Probabilitatea dezintegrarii a depinde exponențial de energia particulei a.

Pe fig. Figura 7 arată dependența energiei potențiale a interacțiunii unei particule a cu un nucleu rezidual în funcție de distanța dintre centrele acestora. Potențialul Coulomb este întrerupt la distanță R, care este aproximativ egală cu raza nucleului rezidual. Înălțimea barierei Coulomb este direct proporțională cu sarcina nucleului, sarcina particulei a și invers proporțională cu R=r (A 1/s, r 0 este raza miezului. Este destul de semnificativ, de exemplu, pentru 2 s**u bariera Coulomb are o înălțime de 30 MeV, prin urmare, conform conceptelor clasice, o particulă a cu o energie de 4,5 MeV nu poate depăși o astfel de barieră. Cu toate acestea, datorită proprietăților sale de undă, particula a depășește totuși o astfel de barieră.

Pe diagrama energetică a nucleului pot fi distinse trei zone:

i" - potenţial sferic bine cu adâncimea v.În mecanica clasică, o particulă a cu energie cinetică E a + V 0 se poate deplasa în această zonă, dar nu o poate părăsi. În această regiune există o interacțiune puternică între particula a și nucleul rezidual.

R este regiunea barierei de potențial, în care energia potențială este mai mare decât energia particulei a, adică. aceasta este zona interzisă pentru o particulă clasică.

7*>r e este regiunea din afara barierei de potențial. În mecanica cuantică, este posibil ca o particulă a să treacă printr-o barieră (tunel), dar probabilitatea ca acest lucru să se întâmple este foarte mică.

Teoria tunelului lui Gamow a explicat dependența puternică a timpului de înjumătățire al nuclizilor care emit a de energia particulei a. Cu toate acestea, valorile timpilor de înjumătățire pentru multe nuclee au fost prezise cu erori mari. Prin urmare, teoria lui Gamow a fost îmbunătățită în mod repetat. Atât posibilitatea dezintegrarii nucleelor ​​cu un impuls orbital diferit de zero, cât și deformarea puternică a nucleelor ​​(particulele α sunt mai probabil să zboare de-a lungul axei majore a elipsoidului, iar probabilitatea medie de emisie diferă de cea pentru un nucleu sferic ), etc., au fost luate în considerare. Teoria lui Gamow nu a ținut cont de structura stărilor nucleelor ​​inițiale și finale și de problema formării unei particule a în nucleu, a cărei probabilitate se presupunea că este egală cu 1. Pentru nucleele pare-pare , această aproximare descrie destul de bine experimentul. Cu toate acestea, dacă rearanjarea structurii nucleelor ​​inițiale în cele finale este vizibil dificilă, atunci valorile calculate ale timpilor de înjumătățire se pot schimba cu două ordine de mărime.

O particulă alfa nu există tot timpul într-un nucleu în descompunere a, dar cu o anumită probabilitate finită să apară pe suprafața sa înainte de plecare. În stratul de suprafață al nucleelor ​​grele, există grupări de particule a de nucleoni, formate din doi protoni și doi neutroni (a-clusters). Se știe că dezintegrarea a progresează cu 2-4 ordine de mărime mai rapid atunci când o particulă a se formează din perechi de neutroni și protoni, în comparație cu dezintegrarea atunci când o particulă a este formată din nucleoni nepereche. În primul caz, dezintegrarea a se numește favorabilă și toate tranzițiile a între stările fundamentale ale nucleelor ​​pare-pare se dovedesc a fi astfel. În al doilea caz, dezintegrarea a se numește nefavorabilă.

1. FIZICA NUCLEAREI 1.4. β-degradare

1.4. Dezintegrarea beta.

Tipuri și proprietăți ale dezintegrarii beta. Elemente ale teoriei dezintegrarii beta. Familii radioactive

dezintegrare beta nucleul este procesul de transformare spontană a unui nucleu instabil într-un nucleu izobar ca urmare a emisiei unui electron (pozitron) sau a captării unui electron. Sunt cunoscuți aproximativ 900 de nuclee beta-radioactive. Dintre acestea, doar 20 sunt naturale, restul sunt obținute artificial.
Tipuri și proprietăți ale dezintegrarii beta

Există trei tipuri β - decădere: electronică β – dezintegrare, pozitron β + - dezintegrare și captare de electroni ( e-captură). Prima este cea principală.

La electronic β – -descompunere unul dintre neutronii nucleului se transformă într-un proton cu emisia unui electron și a unui electron antineutrin.

Exemple: dezintegrarea unui neutron liber

, T 1/2 = 11,7 min;

degradarea tritiului

, T 1/2 = 12 ani.

La pozitronul β + -descompunere unul dintre protonii nucleului se transformă într-un neutron cu emisia unui electron încărcat pozitiv (pozitron) și a unui neutrin electronic

. (1.41b)

Exemplu

·

Dintr-o comparație a timpilor de înjumătățire al strămoșilor familiilor cu durata de viață geologică a Pământului (4,5 miliarde de ani), se poate observa că aproape tot toriu-232 este păstrat în substanța Pământului, uraniul-238 s-a degradat. la aproximativ jumătate, uraniu-235 - în cea mai mare parte, neptuniul-237 este practic tot.

În conformitate cu tipurile de radiații radioactive, există mai multe tipuri de dezintegrare radioactivă (tipuri de transformări radioactive). Elementele care au prea mulți protoni sau neutroni în nuclee suferă o transformare radioactivă. Luați în considerare tipurile de dezintegrare radioactivă.

1. Dezintegrarea alfa caracteristice elementelor radioactive naturale cu un număr de serie mare (adică, cu energii de legare scăzute). Sunt cunoscute aproximativ 160 de tipuri de nuclee alfa-active, majoritatea numărului lor de serie este mai mare de 82 (Z > 82). Dezintegrarea alfa este însoțită de emisia unei particule alfa din nucleul unui element instabil, care este nucleul atomului de heliu He (conține 2 protoni și 2 neutroni). Sarcina nucleară este redusă cu 2, numărul de masă - cu 4.

ZAX → Z-2 A-4 Y + 2 4He; 92 238U → 24 He + 90 234Th;

88 226Ra→2 4He + 86 222Ra + γ radi.

Dezintegrarea alfa suferă peste 10% din izotopii radioactivi.

2. Dezintegrare beta. O serie de izotopi radioactivi naturali și artificiali suferă dezintegrare pentru a emite electroni sau pozitroni:

a) Dezintegrarea beta electronică. caracteristică atât radionuclizilor naturali cât și artificiali care au un exces de neutroni (adică, în principal pentru izotopii radioactivi grei). Aproximativ 46% din toți izotopii radioactivi suferă dezintegrare beta electronică. În acest caz, unul dintre neutroni se transformă în, iar nucleul emite și un antineutrin. Sarcina nucleului și, în consecință, numărul atomic al elementului crește cu unu, în timp ce numărul de masă rămâne neschimbat.

AZ X → AZ+1 Y + e- + v-; 24194Pu → 24195Am + e- + v-; 6429Cu → 6430Zn + e- + v-; 4019K → 4020Ca + e- + v-.

Atunci când emit particule β, nucleii atomilor pot fi într-o stare excitată, când se găsește un exces de energie în nucleul fiu, care nu este captat de particulele corpusculare. Această energie în exces este emisă sub formă de raze gamma.

13785Cs → 13756 Ba + e - + v- + γ radi.;

b) dezintegrarea beta a pozitronilor. Se observă la unii izotopi radioactivi artificiali, care au un exces de protoni în nucleu. Este tipic pentru 11% din izotopii radioactivi din prima jumătate a tabelului lui D.I. Mendeleev (Z<45). При позитронном бета-распаде один из протонов превращается в , заряд ядра и соответственно атомный номер уменьшается на единицу, а массовое число остается без изменений. Ядро испускает позитрон и нейтрино.

AZX → AZ-1Y + e+ + v+; 3015P → 3014Si + e+ + v+; 6428Ni + e+ + v+.

Pozitronul, care zboară din nucleu, smulge atomul „în plus” din înveliș sau interacționează cu un electron liber, formând o pereche „pozitron-electron”, care se transformă instantaneu în două cuante gamma cu o energie echivalentă cu masa de particule (e și e). Procesul de transformare a perechii pozitron-electron în două cuante gamma se numește anihilare (anihilare), iar radiația electromagnetică rezultată se numește anihilare. În acest caz, o formă de materie (particule de materie) este transformată în alta - fotoni gamma;

c) captarea electronică. Acesta este un fel de transformare radioactivă atunci când nucleul unui atom captează un electron de la nivelul de energie K cel mai apropiat de nucleu (captură electronică K) sau, mai rar, de 100 de ori de la nivelul L. Ca urmare, unul dintre protonii nucleului este neutralizat de un electron, transformându-se în. Numărul de serie al noului nucleu devine cu unul mai puțin, dar numărul de masă nu se modifică. Nucleul emite un antineutrin. Locul eliberat, care a fost ocupat la nivelul K sau L de cel capturat, este umplut de un electron de la niveluri de energie mai îndepărtate de nucleu. Excesul de energie eliberat în timpul acestei tranziții este emis de atom sub formă de radiație caracteristică cu raze X.

AZX + e- → AZ-1 Y + v- + raze X;

4019K + e- → Ar + v- + raze X;

6429Cu + e- → 6428 Ni + v- + raze X.

Captarea electronică a K este tipică pentru 25% din toate nucleele radioactive, dar în principal pentru izotopii radioactivi artificiali localizați în cealaltă jumătate a D.I. Mendeleev și având un exces de protoni (Z = 45 - 105). Doar trei elemente naturale sunt supuse captării K: potasiu-40, lantan-139, lutețiu-176 (4019K, 15957La, 17671Lu).

Unele nuclee se pot descompune în două sau trei moduri: prin descompunere alfa și beta și prin captarea K.

Potasiul-40 suferă, după cum sa menționat deja, dezintegrare electronică - 88% și K-capture - 12%. Cuprul-64 (6428Сu) se transformă în nichel (dezintegrarea pozitronilor - 19%, captarea K - 42%; (decădere electronică - 39%).

3. Emisia de radiații γ nu este un tip de dezintegrare radioactivă (nu există transformare a elementelor), ci este un flux de unde electromagnetice care provin din dezintegrarea alfa și beta a nucleelor ​​atomice (atât izotopi radioactivi naturali, cât și artificiali), când în nucleul fiică se dovedește a avea un exces de energie care nu este captat de radiația corpusculară (particule alfa și beta). Acest exces este afișat instantaneu sub formă de cuante gamma.

13153I → 13154Xe + e- +v- +2γ quantum; 22688Ra → 42He + 22286Rn + γ quantum.

4. - emisia unui proton din nucleu în starea fundamentală. Acest proces poate fi observat în nucleele produse artificial cu un deficit mare de neutroni:

lutețiu - 151 (15171Lu) - conține 24 de neutroni mai puțin decât în ​​izotopul stabil 17671Lu.

Timpurile de înjumătățire ale nucleelor ​​α-radioactive cunoscute variază foarte mult. Astfel, izotopul de wolfram de 182 W are un timp de înjumătățire T 1/2 > 8,3·10 18 ani, iar izotopul de protactiniu de 219 Pa are T 1/2 = 5,3·10 -8 s.

Orez. 2.1. Dependența timpului de înjumătățire al unui element radioactiv de energia cinetică a unei particule α a unui element radioactiv natural. Linia întreruptă este legea Geiger-Nattall.

Pentru izotopii pari-pari, dependența timpului de înjumătățire de energia de descompunere α Q α descris de empiric Legea Geiger-Nettol

unde Z este sarcina nucleului final, timpul de înjumătățire T 1/2 este exprimat în secunde, iar energia particulei α E α este în MeV. Pe fig. 2.1 prezintă valorile experimentale ale timpilor de înjumătățire pentru izotopii α-radioactivi pari-pari (Z variază de la 74 la 106) și descrierea lor folosind relația (2.3).
Pentru nucleele impar-pare, par-impar și impar-impar, tendința generală de dependență
lg T 1/2 din Q α este reținută, dar timpii de înjumătățire sunt de 2-100 de ori mai lungi decât pentru nucleele pare-pare cu același Z și Q α .
Pentru ca dezintegrarea α să aibă loc, este necesar ca masa nucleului inițial M(A,Z) să fie mai mare decât suma maselor nucleului final M(A-4, Z-2) și α. -particula M α:

unde Q α = c 2 este energia dezintegrarii α.
Deoarece M α<< M(A-4, Z-2), cea mai mare parte a energiei de dezintegrare α este transportată de α ‑ particule și doar ≈ 2% - nucleul final (A-4, Z-2).
Spectrele de energie ale particulelor α ale multor elemente radioactive constau din mai multe linii (structura fină a spectrelor α). Motivul apariției structurii fine a spectrului α este dezintegrarea nucleului inițial (A, Z) într-o stare excitată a nucleului (A-4, Z-2). Măsurând spectrele particulelor α, se pot obține informații despre natura stărilor excitate.
nuclee (A-4, Z-2).
Pentru a determina intervalul de valori ale nucleelor ​​A și Z pentru care dezintegrarea α este posibilă din punct de vedere energetic, sunt utilizate date experimentale privind energiile de legare ale nucleelor. Dependența energiei α-degradării Q α de numărul de masă A este prezentată în fig. 2.2.
Din fig. Figura 2.2 arată că dezintegrarea α devine posibilă energetic începând de la A ≈ 140. În regiunile A = 140–150 și A ≈ 210, Q α are maxime distincte, care se datorează structurii învelișului nucleului. Maximul la A = 140–150 este asociat cu umplerea învelișului de neutroni cu numărul magic N =A – Z = 82, iar maximul la A ≈ 210 este asociat cu umplerea învelișului de protoni la Z = 82. Datorită structurii învelișului nucleului atomic prima regiune (pământului rar) de nuclee α-active începe cu N = 82, iar nucleele α-radioactive grele devin deosebit de numeroși, începând cu Z = 82.

Orez. 2.2. Dependența energiei de descompunere α de numărul de masă A.

Gama largă de timpi de înjumătățire, precum și valorile mari ale acestor perioade pentru multe nuclee α-radioactive, se explică prin faptul că particula α nu poate părăsi „instantaneu” nucleul, în ciuda faptului că acesta este favorabil energetic. Pentru a părăsi nucleul, particula α trebuie să depășească bariera de potențial - regiunea de la limita nucleului, formată din cauza energiei potențiale a respingerii electrostatice a particulei α și a nucleului final și a forțelor de atracție. între nucleoni. Din punctul de vedere al fizicii clasice, o particulă α nu poate depăși bariera de potențial, deoarece nu are energia cinetică necesară pentru aceasta. Cu toate acestea, mecanica cuantică admite o astfel de posibilitate − α ‑ particula are o anumită probabilitate să treacă prin bariera de potențial și să părăsească nucleul. Acest fenomen mecanic cuantic se numește „efect de tunel” sau „tunnel”. Cu cât înălțimea și lățimea barierei sunt mai mari, cu atât probabilitatea tunelului este mai mică, iar timpul de înjumătățire este în mod corespunzător mai lung. Gamă mare de timpi de înjumătățire
Emițătorii α se explică printr-o combinație diferită de energii cinetice ale particulelor α și înălțimi ale barierelor potențiale. Dacă bariera nu ar exista, atunci particula α ar părăsi nucleul pentru nuclearul caracteristic
timp ≈ 10 -21 - 10 -23 s.
Cel mai simplu model de dezintegrare α a fost propus în 1928 de G. Gamow și independent de G. Gurney și E. Condon. În acest model, s-a presupus că particula alfa există permanent în nucleu. În timp ce particula α se află în nucleu, asupra ei acționează forțele nucleare de atracție. Raza acţiunii lor este comparabilă cu raza nucleului R. Adâncimea potenţialului nuclear este V 0 . În afara suprafeței nucleare pentru r > R, potențialul este potențialul de respingere Coulomb

V(r) = 2Ze2/r.

Orez. 2.3. Energia particulelor α E α în funcție de numărul de neutroni N
în nucleul original. Liniile conectează izotopii aceluiași element chimic.

O diagramă simplificată a acțiunii comune a potențialului nuclear atractiv și a potențialului Coulomb repulsiv este prezentată în Figura 2.4. Pentru a trece dincolo de nucleu, o particulă α cu energie E α trebuie să treacă printr-o barieră de potențial închisă în regiunea de la R la Rc. Probabilitatea dezintegrarii α este determinată în principal de probabilitatea D de trecere a unei particule α prin bariera de potențial

În cadrul acestui model, a fost posibil să se explice dependența puternică a probabilității α ‑ dezintegrarea din energia particulei α.

Orez. 2.4. Energia potențială a unei particule α. bariera potentiala.

Pentru a calcula constanta de dezintegrare λ, este necesar să se înmulțească coeficientul de trecere al unei particule α printr-o barieră de potențial, în primul rând, cu probabilitatea w α ca particula α să se formeze în nucleu și, în al doilea rând, prin probabilitatea ca acesta să fie la marginea miezului. Dacă o particulă α dintr-un nucleu cu raza R are o viteză v, atunci se va apropia de graniță în medie ≈ v/2R ori pe secundă. Ca rezultat, pentru constanta de dezintegrare λ, obținem relația

(2.6)

Viteza unei particule α din nucleu poate fi estimată pe baza energiei sale cinetice E α + V 0 din interiorul puțului de potențial nuclear, ceea ce dă v ≈ (0,1-0,2) s. De aici rezultă deja că, în prezența unei particule α în nucleu, probabilitatea trecerii acesteia prin bariera D<10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Rugozitatea estimării factorului pre-exponenţial nu este foarte semnificativă, deoarece constanta de dezintegrare depinde de aceasta incomparabil mai slabă decât de exponent.
Din formula (2.6) rezultă că timpul de înjumătățire depinde puternic de raza nucleară R, deoarece raza R este inclusă nu numai în factorul pre-exponențial, ci și în exponent, ca limită de integrare. Prin urmare, este posibil să se determine razele nucleelor ​​atomice din datele despre dezintegrarea α. Razele obținute în acest fel se dovedesc a fi cu 20–30% mai mari decât cele găsite în experimentele de împrăștiere a electronilor. Această diferență se datorează faptului că în experimentele cu electroni rapizi se măsoară raza de distribuție a sarcinii electrice în nucleu, iar în dezintegrarea α se măsoară distanța dintre nucleu și particula α, la care forțele nucleare. încetează să acționeze.
Prezența constantei lui Planck în exponentul (2.6) explică dependența puternică a timpului de înjumătățire de energie. Chiar și o mică modificare a energiei duce la o schimbare semnificativă a exponentului și, prin urmare, la o schimbare foarte bruscă a timpului de înjumătățire. Prin urmare, energiile particulelor α emise sunt foarte limitate. Pentru nucleele grele, particulele α cu energii de peste 9 MeV zboară aproape instantaneu, iar cu energii sub 4 MeV trăiesc în nucleu atât de mult încât dezintegrarea α nici măcar nu poate fi înregistrată. Pentru nucleele α-radioactive din pământuri rare, ambele energii scad din cauza scăderii razei nucleului și a înălțimii barierei de potențial.
Pe fig. Figura 2.5 arată dependența energiei de descompunere α a izotopilor Hf (Z = 72) de numărul de masă A în intervalul numerelor de masă A = 156–185. Tabelul 2.1 enumeră energiile de dezintegrare α, timpii de înjumătățire și canalele principale de dezintegrare pentru izotopii de 156–185 Hf. Se poate observa cum, pe măsură ce numărul de masă A crește, energia dezintegrarii α scade, ceea ce duce la o scădere a probabilității de dezintegrare α și la o creștere a probabilității dezintegrarii β (Tabelul 2.1). Izotopul 174 Hf, fiind un izotop stabil (într-un amestec natural de izotopi, este de 0,16%), se descompune totuși cu un timp de înjumătățire T 1/2 = 2 10 15 ani cu emisia unei particule α.

Orez. 2.5. Dependența energiei de descompunere α Q α a izotopilor Hf (Z = 72)
din numărul de masă A.

Tabelul 2.1

Dependența energiei de dezintegrare α Q α , timpul de înjumătățire T 1/2 ,
diferite moduri de dezintegrare a izotopilor H f (Z = 72) asupra numărului de masă A

Z	N	A	Qα	T 1/2	Moduri de dezintegrare (%)
72	84	156	6.0350	23 ms	a(100)
72	85	157	5.8850	110 ms	α (86), e (14)
72	86	158	5.4050	2,85 s	α (44,3), e (55,7)
72	87	159	5.2250	5,6 s	α (35), e (65)
72	88	160	4.9020	13,6 s	α (0,7), e (99,3)
72	89	161	4.6980	18,2 s	α (<0.13), е (>99.87)
72	90	162	4.4160	39,4 s	α (<8·10 -3), е (99.99)
72	91	163	4.1280	40,0 s	α (<1·10 -4), е (100)
72	92	164	3.9240	111 s	e (100)
72	93	165	3.7790	76 s	e (100)
72	94	166	3.5460	6,77 min	e (100)
72	95	167	3.4090	2,05 min	e (100)
72	96	168	3.2380	25,95 min	e (100)
72	97	169	3.1450	3,24 min	e (100)
72	98	170	2.9130	16.01 ore	e (100)
72	99	171	2.7390	12,1 ore	e (100)
72	100	172	2.7470	1,87 ore	e (100)
72	101	173	2.5350	23,4 ore	e (100)
72	102	174	2.4960	2 10 15 l	e (100)
72	103	175	2.4041	70 de zile	e (100)
72	104	176	2.2580	ciot.
72	105	177	2.2423	ciot.
72	106	178	2.0797	ciot.
72	107	179	1.8040	ciot.
72	108	180	1.2806	ciot.
72	109	181	1.1530	42,39 zile	β - (100)
72	110	182	1.2140	8,9 10 6 l	β - (100)
72	111	183	0.6850	1.07 ore	β - (100)
72	112	184	0.4750	4.12 ore	β - (100)
72	113	185	0.0150	3,5 min	β - (100)

Izotopii Hf cu A = 176–180 sunt izotopi stabili. Acești izotopi au, de asemenea, o energie de descompunere α pozitivă. Cu toate acestea, energia de dezintegrare α de ~ 1,3–2,2 MeV este prea scăzută și dezintegrarea α a acestor izotopi nu a fost detectată, în ciuda probabilității diferite de zero a dezintegrarii α. Cu o creștere suplimentară a numărului de masă A > 180, dezintegrarea β devine canalul de dezintegrare dominant.
În dezintegrarile radioactive, nucleul final poate fi nu numai în starea fundamentală, ci și într-una dintre stările excitate. Cu toate acestea, dependența puternică a probabilității de dezintegrare a α de energia particulei α duce la faptul că descompunerea în niveluri excitate ale nucleului final apar de obicei la o intensitate foarte scăzută, deoarece energia particulei α scade atunci când nucleul final este excitat. Prin urmare, pot fi observate experimental doar decăderile la niveluri de rotație cu energii de excitație relativ scăzute. Degradările în nivelurile excitate ale nucleului final duc la apariția unei structuri fine în spectrul energetic al particulelor α emise.
Principalul factor care determină proprietățile dezintegrarii α este trecerea particulelor α printr-o barieră de potențial. Alți factori sunt relativ slabi, dar în unele cazuri fac posibilă obținerea de informații suplimentare despre structura nucleului și mecanismul dezintegrarii α a nucleului. Unul dintre acești factori este apariția unei bariere centrifuge mecanice cuantice. Dacă o particulă α zboară dintr-un nucleu (A,Z) cu ​​spin J i , și în acest caz se formează un nucleu final
(A-4, Z-2) într-o stare cu spin J f , atunci particula α trebuie să îndepărteze momentul total J, definit de relația

Deoarece particula α are spin zero, impulsul său total J coincide cu momentul unghiular orbital al impulsului l purtat de particula α

Rezultatul este o barieră centrifugă cuantică mecanică.

Modificarea formei barierei de potential datorita energiei centrifuge este nesemnificativa, in principal datorita faptului ca energia centrifuga scade cu distanta mult mai repede decat cea coulombiana (ca 1/r 2 , si nu ca 1/r). Cu toate acestea, deoarece această modificare este împărțită la constanta lui Planck și se încadrează în exponent, atunci pentru l mare, aceasta duce la o modificare a duratei de viață a nucleului.
Tabelul 2.2 prezintă permeabilitatea calculată a barierei centrifuge B l pentru particulele α emise cu un impuls orbital l în raport cu permeabilitatea barierei centrifuge B 0 pentru particulele α emise cu un impuls orbital l = 0 pentru un nucleu cu Z = 90, energia particulei α E α = 4,5 MeV. Se poate observa că odată cu creșterea impulsului orbital l purtat de particula α, permeabilitatea barierei centrifuge mecanic-cuantice scade brusc.

Tabelul 2.2

Permeabilitatea relativă a barierei centrifuge ptα - particule,
plecând cu impulsul orbital l
(Z = 90, E α = 4,5 MeV)

Un factor mai semnificativ capabil să redistribuie brusc probabilitățile diferitelor ramuri ale dezintegrarii α poate fi necesitatea unei rearanjamente semnificative a structurii interne a nucleului în timpul emisiei unei particule α. Dacă nucleul inițial este sferic, iar starea fundamentală a nucleului final este puternic deformată, atunci pentru a evolua în starea fundamentală a nucleului final, nucleul inițial, în procesul de emitere a unei particule α, trebuie să se rearanjeze. , schimbându-și foarte mult forma. O astfel de schimbare a formei nucleului implică de obicei un număr mare de nucleoni și un sistem de câțiva nucleoni precum α ‑ este posibil ca o particulă care părăsește nucleul să nu o poată furniza. Aceasta înseamnă că probabilitatea formării nucleului final în starea fundamentală va fi neglijabilă. Dacă printre stările excitate ale nucleului final există o stare apropiată de sferică, atunci nucleul inițial poate trece în el fără o rearanjare semnificativă ca urmare a α ‑ dezintegrare Probabilitatea populării unui astfel de nivel se poate dovedi a fi mare, depășind semnificativ probabilitatea populării statelor inferioare, inclusiv starea fundamentală.
Din diagramele de dezintegrare α ale izotopilor 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra, se pot observa dependențe puternice ale probabilității dezintegrarii α în stări excitate de energia particulei α și de impulsul orbital l purtat de particula α.
Dezintegrarea α poate apărea și din stările excitate ale nucleelor ​​atomice. Ca exemplu, tabelele 2.3 și 2.4 arată modurile de dezintegrare ale stărilor de bază și izomerice ale izotopilor 151 Ho și 149 Tb.

Tabelul 2.3

α-degradări ale solului și stări izomerice de 151 Ho

Tabelul 2.4

α-degradări ale solului și stări izomerice de 149 Tb

Pe fig. 2.6 prezintă diagramele energetice ale dezintegrarii solului și stărilor izomerice ale izotopilor 149 Tb și 151 Ho.

Orez. 2.6 Diagrame de dezintegrare a energiei pentru stările fundamentale și izomerice ale izotopilor 149 Tb și 151 Ho.

Dezintegrarea α din starea izomeră a izotopului 151 Ho (J P = (1/2) + , izomerul E = 40 keV) este mai probabilă (80%) decât captarea e în această stare izomeră. În același timp, starea fundamentală a 151 Ho se descompune în principal ca urmare a capturii electronice (78%).
În izotopul de 149 Tb, dezintegrarea stării izomerice (J P = (11/2) - , izomerul E = 35,8 keV) are loc în mod predominant ca urmare a e-capturii. Caracteristicile observate ale dezintegrarii solului și stărilor izomerice sunt explicate prin energia dezintegrarii α și a captării e și prin impulsul orbital purtat de particula α sau neutrin.