Poluživoti poznatih α-radioaktivnih jezgri uvelike variraju. Tako izotop volframa 182 W ima vrijeme poluraspada T 1/2 > 8,3·10 18 godina, a izotop protaktinija 219 Pa ima T 1/2 = 5,3·10 -8 s.

Riža. 2.1. Ovisnost vremena poluraspada radioaktivnog elementa o kinetičkoj energiji α-čestice prirodno radioaktivnog elementa. Isprekidana linija je Geiger-Nattallov zakon.

Za parne-parne izotope, ovisnost vremena poluraspada o energiji α-raspada Q α opisano empirijski Geiger-Nettallov zakon

gdje je Z naboj konačne jezgre, vrijeme poluraspada T 1/2 izraženo je u sekundama, a energija α-čestice E α je u MeV. Na sl. Slika 2.1 prikazuje eksperimentalne vrijednosti poluživota za α-radioaktivne parne-parne izotope (Z varira od 74 do 106) i njihov opis pomoću relacije (2.3).
Za nepar-par, par-nepar i nepar-nepar jezgre opća tendencija ovisnosti
log T 1/2 od Q α je sačuvan, ali su vremena poluraspada 2-100 puta duža nego za parne-parne jezgre s istim Z i Q α .
Da bi došlo do α raspada, potrebno je da masa početne jezgre M(A,Z) bude veća od zbroja masa konačne jezgre M(A-4, Z-2) i α čestice. M α:

gdje je Q α = c 2 energija α-raspada.
Budući da je M α<< M(A-4, Z-2), glavni dio energije α-raspada odnosi α ‑ čestica i samo ≈ 2% - konačna jezgra (A-4, Z-2).
Energetski spektri α-čestica mnogih radioaktivnih elemenata sastoje se od nekoliko linija (fina struktura α-spektara). Razlog pojave fine strukture α spektra je raspad početne jezgre (A,Z) u pobuđeno stanje jezgre (A-4, Z-2). Mjerenjem spektra alfa čestica mogu se dobiti podaci o prirodi pobuđenih stanja
jezgre (A-4, Z-2).
Za određivanje raspona vrijednosti A i Z jezgri za koje je α-raspad energetski moguć, koriste se eksperimentalni podaci o energijama vezanja jezgri. Ovisnost energije α-raspada Q α o masenom broju A prikazana je na sl. 2.2.
Od sl. 2.2 jasno je da α raspad postaje energetski moguć počevši od A ≈ 140. U područjima A = 140–150 i A ≈ 210, vrijednost Q α ima jasne maksimume, koji su posljedica strukture ljuske jezgre. Maksimum na A = 140–150 povezan je s punjenjem neutronske ljuske s magičnim brojem N = A – Z = 82, a maksimum na A ≈ 210 povezan je s punjenjem protonske ljuske na Z = 82. Zbog strukture ljuske atomske jezgre prva (rijetka zemlja) regija α-aktivnih jezgri počinje s N = 82, a teške α-radioaktivne jezgre postaju posebno brojne počevši od Z = 82.

Riža. 2.2. Ovisnost energije α-raspada o masenom broju A.

Široki raspon vremena poluraspada, kao i velike vrijednosti ovih perioda za mnoge α-radioaktivne jezgre, objašnjavaju se činjenicom da α-čestica ne može "trenutačno" napustiti jezgru, unatoč činjenici da je to energetski povoljan. Da bi napustila jezgru, α-čestica mora svladati potencijalnu barijeru - područje na granici jezgre, nastalo zbog potencijalne energije elektrostatskog odbijanja α-čestice i konačne jezgre te privlačnih sila između nukleoni. Sa stajališta klasične fizike, alfa čestica ne može prevladati potencijalnu barijeru, budući da nema za to potrebnu kinetičku energiju. Međutim, kvantna mehanika dopušta takvu mogućnost − α ‑ čestica ima određenu vjerojatnost prolaska kroz potencijalnu barijeru i napuštanja jezgre. Ovaj kvantno mehanički fenomen naziva se "efekt tunela" ili "tuneliranje". Što je veća visina i širina barijere, manja je vjerojatnost tuneliranja, a poluživot je sukladno tome duži. Širok raspon poluživota
α-emiteri se objašnjavaju različitim kombinacijama kinetičkih energija α-čestica i visine potencijalnih barijera. Da barijera ne postoji, tada bi alfa čestica ostavila jezgru iza karakteristične nuklearne
vrijeme ≈ 10 -21 – 10 -23 s.
Najjednostavniji model α-raspada predložili su 1928. G. Gamow i, neovisno, G. Gurney i E. Condon. U ovom modelu pretpostavljeno je da α čestica stalno postoji u jezgri. Dok je alfa čestica u jezgri, na nju djeluju nuklearne sile privlačenja. Polumjer njihova djelovanja usporediv je s polumjerom jezgre R. Dubina nuklearnog potencijala je V 0 . Izvan nuklearne površine pri r > R potencijal je Coulombov odbojni potencijal

V(r) = 2Ze 2 /r.

Riža. 2.3. Energije α-čestica E α ovisno o broju neutrona N
u izvornom kernelu. Linije povezuju izotope istog kemijskog elementa.

Pojednostavljeni dijagram kombiniranog djelovanja nuklearnog privlačnog potencijala i Coulombovog odbojnog potencijala prikazan je na slici 2.4. Da bi napustila jezgru, α čestica s energijom E α mora proći kroz potencijalnu barijeru koja se nalazi u području od R do R c . Vjerojatnost α raspada uglavnom je određena vjerojatnošću D prolaska α čestice kroz potencijalnu barijeru

U okviru ovog modela bilo je moguće objasniti jaku ovisnost vjerojatnosti α ‑ raspad od energije α-čestice.

Riža. 2.4. Potencijalna energija α čestice. Potencijalna barijera.

Da bi se izračunala konstanta raspada λ, potrebno je koeficijent prolaska α-čestice kroz potencijalnu barijeru pomnožiti, prvo, s vjerojatnošću w α da je α-čestica nastala u jezgri, i, drugo, vjerojatnošću da će biti na granici jezgre. Ako alfa čestica u jezgri radijusa R ima brzinu v, tada će se granici približiti u prosjeku ≈ v/2R puta u sekundi. Kao rezultat, za konstantu raspada λ dobivamo relaciju

(2.6)

Brzina α čestice u jezgri može se procijeniti na temelju njezine kinetičke energije E α + V 0 unutar nuklearne potencijalne jame, što daje v ≈ (0,1-0,2) s. Već iz ovoga slijedi da ako postoji alfa čestica u jezgri, vjerojatnost da ona prođe kroz barijeru D<10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Grubost procjene predeksponencijalnog faktora nije jako značajna, jer o njemu konstanta raspada ovisi neusporedivo manje nego o eksponentu.
Iz formule (2.6) slijedi da vrijeme poluraspada jako ovisi o polumjeru jezgre R, budući da je polumjer R uključen ne samo u predeksponencijalni faktor, već iu eksponent, kao granica integracije. Stoga je iz podataka o α-raspadu moguće odrediti polumjere atomskih jezgri. Polumjeri dobiveni na ovaj način ispadaju 20-30% veći od onih koji su pronađeni u eksperimentima raspršenja elektrona. Ta je razlika posljedica činjenice da se u pokusima s brzim elektronima mjeri radijus raspodjele električnog naboja u jezgri, a u α-raspadu udaljenost između jezgre i α-čestice pri kojoj nuklearne sile prestaju djelovati. djelovati.
Prisutnost Planckove konstante u eksponentu (2.6) objašnjava jaku ovisnost vremena poluraspada o energiji. Čak i mala promjena u energiji dovodi do značajne promjene eksponenta i time do vrlo oštre promjene vremena poluraspada. Stoga su energije emitiranih α čestica vrlo ograničene. Za teške jezgre, α-čestice s energijama iznad 9 MeV izlete gotovo trenutno, a s energijama ispod 4 MeV žive u jezgri toliko dugo da se α-raspad ne može niti detektirati. Za α-radioaktivne jezgre rijetke zemlje obje se energije smanjuju smanjenjem polumjera jezgre i visine potencijalne barijere.
Na sl. Na slici 2.5 prikazana je ovisnost energije α-raspada izotopa Hf (Z = 72) o masenom broju A u području masenih brojeva A = 156–185. Tablica 2.1 prikazuje energije α-raspada, vremena poluraspada i glavne kanale raspada izotopa 156–185 Hf. Vidljivo je kako s porastom masenog broja A energija α-raspada opada, što dovodi do smanjenja vjerojatnosti α-raspada i povećanja vjerojatnosti β-raspada (tablica 2.1). Izotop 174 Hf, kao stabilan izotop (u prirodnoj mješavini izotopa iznosi 0,16%), ipak se raspada s vremenom poluraspada T 1/2 = 2·10 15 godina uz emisiju α-čestice.

Riža. 2.5. Ovisnost energije α-raspada Q α izotopa Hf (Z = 72)
od masenog broja A.

Tablica 2.1

Ovisnost energije α-raspada Q α, vrijeme poluraspada T 1/2,
različiti načini raspada H f izotopa (Z = 72) ovisno o masenom broju A

Hf izotopi s A = 176–180 su stabilni izotopi. Ovi izotopi također imaju pozitivnu energiju α raspada. Međutim, energija α-raspada ~1,3–2,2 MeV je preniska i α-raspad ovih izotopa nije otkriven, unatoč vjerojatnosti α-raspada različitoj od nule. Daljnjim povećanjem masenog broja A > 180, β - raspad postaje dominantan kanal raspada.
Tijekom radioaktivnih raspada, konačna jezgra može završiti ne samo u osnovnom stanju, već iu nekom od pobuđenih stanja. Međutim, jaka ovisnost vjerojatnosti α-raspada o energiji α-čestice dovodi do činjenice da se raspadi u pobuđene razine konačne jezgre obično događaju s vrlo niskim intenzitetom, jer kada je konačna jezgra pobuđena, energija α-čestice opada. Stoga se eksperimentalno mogu promatrati samo raspadi u rotacijske razine s relativno niskim energijama pobude. Raspadi u pobuđene razine konačne jezgre dovode do pojave fine strukture u energetskom spektru emitiranih α čestica.
Glavni faktor koji određuje svojstva α raspada je prolazak α čestica kroz potencijalnu barijeru. Ostali čimbenici manifestiraju se relativno slabo, ali u nekim slučajevima omogućuju dobivanje dodatnih informacija o strukturi jezgre i mehanizmu α-raspada jezgre. Jedan od tih čimbenika je pojava kvantno mehaničke centrifugalne barijere. Ako se α čestica emitira iz jezgre (A,Z) sa spinom J i i formira se konačna jezgra
(A-4, Z-2) u stanju sa spinom J f, tada α-čestica mora odnijeti ukupni moment J, određen relacijom

Budući da α-čestica ima nulti spin, njezin ukupni kutni moment J podudara se s orbitalnim kutnim momentom l koji nosi α-čestica

Kao rezultat toga, pojavljuje se kvantno mehanička centrifugalna barijera.

Promjena oblika potencijalne barijere zbog centrifugalne energije je beznačajna, uglavnom zbog činjenice da centrifugalna energija opada s udaljenošću mnogo brže od Coulombove energije (kao 1/r 2, a ne kao 1/r). Međutim, budući da je ova promjena podijeljena s Planckovom konstantom i pada u eksponent, tada pri velikom l, to dovodi do promjene u životnom vijeku jezgre.
Tablica 2.2 prikazuje izračunatu propusnost centrifugalne barijere B l za α-čestice emitirane s orbitalnim momentom l u odnosu na permeabilnost centrifugalne barijere B 0 za α-čestice emitirane s orbitalnim momentom l = 0 za jezgru sa Z = 90, energija α-čestice E α = 4,5 MeV. Može se vidjeti da s povećanjem orbitalnog momenta l koji nosi α čestica, propusnost kvantno mehaničke centrifugalne barijere naglo pada.

Tablica 2.2

Relativna propusnost centrifugalne barijere zaα -čestice,
odlazeći s orbitalnim momentom l
(Z = 90, E α = 4,5 MeV)

Značajniji čimbenik koji može dramatično preraspodijeliti vjerojatnosti različitih grana α-raspada može biti potreba za značajnim restrukturiranjem unutarnje strukture jezgre tijekom emisije α-čestice. Ako je početna jezgra sferna, a osnovno stanje konačne jezgre jako deformirano, tada da bi evoluirala u osnovno stanje konačne jezgre, početna jezgra se mora preurediti u procesu emitiranja alfa čestice, uvelike mijenjajući njegov oblik. Takva promjena oblika jezgre obično uključuje veliki broj nukleona i sustav s malo nukleona kao što je α ‑ čestica koja napušta jezgru možda ga neće moći osigurati. To znači da će vjerojatnost nastanka konačne jezgre u osnovnom stanju biti zanemariva. Ako među pobuđenim stanjima konačne jezgre postoji stanje blisko sferičnom, tada početna jezgra može, bez značajnijeg preuređivanja, prijeći u njega kao rezultat α ‑ raspad Vjerojatnost naseljenosti takve razine može se pokazati velikom, znatno premašujući vjerojatnost naseljenosti nižih država, uključujući osnovno stanje.
Iz dijagrama α-raspada izotopa 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra, snažne ovisnosti vjerojatnosti α-raspada u pobuđena stanja o energiji α-čestice i orbitalnom momentu l nošenom α-čestice su vidljive.
α raspad također može nastati iz pobuđenih stanja atomskih jezgri. Kao primjer, tablice 2.3 i 2.4 prikazuju načine raspada osnovnog i izomernog stanja izotopa 151 Ho i 149 Tb.

Tablica 2.3

α-raspadi osnovnog i izomernog stanja 151 Ho

Tablica 2.4

α-raspadi osnovnog i izomernog stanja 149 Tb

Na sl. Na slici 2.6 prikazani su energetski dijagrami raspada osnovnog i izomernog stanja izotopa 149 Tb i 151 Ho.

Riža. 2.6 Energetski dijagrami raspada osnovnog i izomernog stanja izotopa 149 Tb i 151 Ho.

α-raspad iz izomernog stanja izotopa 151 Ho (J P = (1/2) + , E izomer = 40 keV) vjerojatniji je (80%) nego e-hvatanje u ovo izomerno stanje. U isto vrijeme, osnovno stanje 151 Ho raspada se uglavnom kao rezultat e-hvatanja (78%).
U izotopu 149 Tb, raspad izomernog stanja (J P = (11/2) - , E izomer = 35,8 keV) događa se u pretežnom slučaju kao rezultat e-hvatanja. Uočene značajke raspada osnovnog i izomernog stanja objašnjavaju se veličinom energije α-raspada i e-hvatanja te orbitalnim kutnim momentom koji odnosi α-čestica ili neutrino.

Jezgre većine atoma su prilično stabilne tvorevine. Međutim, jezgre atoma radioaktivnih tvari tijekom procesa radioaktivnog raspada spontano se pretvaraju u jezgre atoma drugih tvari. Tako je 1903. Rutherford otkrio da se radij stavljen u posudu nakon nekog vremena pretvara u radon. I dodatni helij se pojavio u posudi: (88^226)Ra→(86^222)Rn+(2^4)He. Da biste razumjeli značenje napisanog izraza, proučite temu masa i broj naboja jezgre atoma.

Bilo je moguće utvrditi da se glavne vrste radioaktivnog raspada: alfa i beta raspad odvijaju prema sljedećem pravilu pomaka:

Alfa raspad

Tijekom alfa raspada emitira se alfa čestica (jezgra atoma helija). Od tvari s brojem protona Z i neutrona N u atomskoj jezgri pretvara se u tvar s brojem protona Z-2 i brojem neutrona N-2 i, sukladno tome, atomskom masom A-4: (Z ^A)X→(Z-2^ (A-4))Y +(2^4)He. To jest, rezultirajući element pomaknut je dvije ćelije natrag u periodnom sustavu.

Primjer α raspada:(92^238)U→(90^234)Th+(2^4)He.

Alfa raspad je intranuklearni proces. U sklopu teške jezgre, zbog složene kombinacije nuklearnih i elektrostatskih sila, nastaje samostalna α-čestica koju izbacuju Coulombove sile mnogo aktivnije od ostalih nukleona. Pod određenim uvjetima može nadvladati sile nuklearne interakcije i izletjeti iz jezgre.

Beta raspad

Tijekom beta raspada emitira se elektron (β čestica). Kao rezultat raspada jednog neutrona na proton, elektron i antineutrino, sastav jezgre se povećava za jedan proton, a elektron i antineutrino se emitiraju prema van: (Z^A)X→(Z+1^A) Y+(-1^0)e+(0 ^0)v. U skladu s tim, rezultirajući element pomaknut je jednu ćeliju naprijed u periodnom sustavu.

Primjer β raspada:(19^40)K→(20^40)Ca+(-1^0)e+(0^0)v.

Beta raspad je intranukleonski proces. Neutron prolazi kroz transformaciju. Postoji također beta plus raspad ili beta raspad pozitrona. U raspadu pozitrona, jezgra emitira pozitron i neutrino, a element se pomiče jednu ćeliju unatrag na periodnom sustavu. Beta raspad pozitrona obično je popraćen zahvatom elektrona.

Gama raspad

Osim alfa i beta raspada, postoji i gama raspad. Gama raspad je emisija gama kvanta od strane jezgri u pobuđenom stanju, u kojem imaju veliku energiju u usporedbi s nepobuđenim stanjem. Jezgre mogu doći u pobuđeno stanje tijekom nuklearnih reakcija ili tijekom radioaktivnih raspada drugih jezgri. Većina pobuđenih stanja jezgri ima vrlo kratak životni vijek - manji od jedne nanosekunde.

Postoje i raspadi s emisijom neutrona, protona, klaster radioaktivnosti i neki drugi, vrlo rijetki tipovi raspada. Ali prevladavajući

Slajd11

Alfa raspad je emisija alfa čestica (jezgri helija) od strane atomske jezgre u osnovnom (nepobuđenom) stanju.

Glavne karakteristike poluživota T 1/2, kinetička energija T α i kilometraža u materiji Rαα-čestice u tvari.

Osnovna svojstva alfa raspada

1. Alfa raspad opaža se samo u teškim jezgrama. Poznato je oko 300 α-radioaktivnih jezgri

2. Vrijeme poluraspada α-aktivnih jezgri je u velikom rasponu od

10 17 godina ()

i određen je Geiger-Nettallov zakon

. (1.32)

npr. za Z=84 konstante A= 128,8 i B = - 50,15, T α– kinetička energija α-čestice u Mav

3. Energije α-čestica radioaktivnih jezgri sadržane su unutar

(Mav)

T α min = 1,83 Mav (), Tαmax = 11,65 Mav(izomer

4. Uočava se fina struktura α-spektara radioaktivnih jezgri. Ovi spektri diskretna. Na sl. 1.5. Prikazan je dijagram raspada jezgre plutonija. Spektar α čestica sastoji se od niza monoenergetskih linija koje odgovaraju prijelazima na različite razine jezgre kćeri.

6.Kilometraža α-čestica u zraku u normalnim uvjetima

R α (cm) = 0,31 T α 3/2 Mav na (4< T α <7 Mav) (1.33)

7. Opća shema reakcije α-raspada

gdje je matični nukleus, tu je i kćerki nukleus

Energija vezanja α čestice u jezgri mora biti manja od nule da bi došlo do α raspada.

E St α =<0 (1.34)

Energija oslobođena tijekom α-raspada Eα se sastoji od kinetičke energije α čestice Tα i kinetička energija jezgre kćeri T i

E α =| E St α | = T α +T i (1.35)

Kinetička energija α čestice je više od 98% ukupne energije α raspada

Vrste i svojstva beta raspada

Beta raspad slajd 12

Beta raspad jezgre je proces spontane transformacije nestabilne jezgre u izobarnu jezgru kao rezultat emisije elektrona (pozitrona) ili hvatanja elektrona. Poznato je oko 900 beta radioaktivnih jezgri.

U elektronskom β - raspadu jedan od neutrona jezgre prelazi u proton uz emisiju elektrona i elektronskog antineutrina.

slobodni raspad neutrona , T1/2 =10,7 min;

raspad tricija , T 1/2 = 12 godine .

Na pozitron β+ raspad jedan od protona jezgre prelazi u neutron uz emisiju pozitivno nabijenog elektrona (pozitrona) i elektronskog neutrina

Kada elektroničko e-hvatanje jezgra hvata elektron iz elektronske ljuske (obično K-ljuske) vlastitog atoma.

Energija β - -raspada nalazi se u rasponu

()0,02 Mav < Е β < 13,4 Mav ().

Spektar emitiranih β-čestica stalan od nule do maksimalne vrijednosti. Formule za izračun maksimalna energija beta raspada:

, (1.42)

, (1.43)

. (1.44)

gdje je masa matične jezgre, je masa kćeri jezgre. m e– masa elektrona.

Pola zivota T 1/2 povezan s vjerojatnošću odnos beta raspada

Vjerojatnost beta raspada jako ovisi o energiji beta raspada ( ~ E β 5 at E β >> m e c 2) dakle vrijeme poluraspada T 1/2 uvelike varira

10 -2 sek< T 1/2< 2 10 15 лет

Beta raspad nastaje kao rezultat slabe interakcije, jedne od temeljnih interakcija.

Radioaktivne obitelji (serije) Slajd 13

Zakoni nuklearnog pomaka tijekom α-raspada ( A→A – 4 ; Z→Z- 2) tijekom β-raspada ( A→A; Z→Z+1).Pošto je maseni broj A tijekom α-raspada mijenja se u 4, a tijekom β-raspada A ne mijenja, tada se članovi različitih radioaktivnih obitelji ne "brkaju" jedni s drugima. Oni tvore zasebne radioaktivne nizove (lance jezgri), koji završavaju svojim stabilnim izotopima.

Maseni brojevi članova svake radioaktivne obitelji karakterizirani su formulom

a=0 za obitelj torija, a=1 za obitelj Neptunia, a=2 za obitelj urana, a=3 za obitelj aktinouranija. n- cijeli broj. vidi tablicu 1.2

Tablica 1.2

Iz usporedbe vremena poluraspada predaka obitelji s geološkim životnim vijekom Zemlje (4,5 milijardi godina), jasno je da je gotovo sav torij-232 sačuvan u Zemljinoj tvari, a uran-238 raspao se oko polovice, uran-235 većim dijelom i gotovo sav neptunij-237 .

U ovoj vrsti raspada, jezgra atomskog broja Z i masenog broja A raspada se emitiranjem alfa čestice, što dovodi do stvaranja jezgre atomskog broja Z-2 i masenog broja A-4:

Trenutno je poznato više od 200 alfa-emitirajućih nuklida, među kojima su lake i srednje jezgre gotovo odsutne. Među lakim jezgrama izuzetak je 8 Be; osim toga, poznato je oko 20 alfa-emitirajućih nuklida elemenata rijetke zemlje. Velika većina a-emitirajućih izotopa pripada radioaktivnim elementima, tj. na elemente sa Z> 83, od kojih značajan dio čine umjetni nuklidi. Među prirodnim nuklidima postoji oko 30 alfa-aktivnih jezgri koje pripadaju trima radioaktivnim obiteljima (serija urana, aktinija i torija), o kojima je gore bilo riječi. Poluživoti poznatih alfa radioaktivnih nuklida kreću se od 0,298 μs za 212 Po do >10 15 godina za 144 Nd, 174 Hf. Energija alfa čestica koju emitiraju teške jezgre iz osnovnih stanja iznosi 4-9 MeV, a jezgre elemenata rijetkih zemalja 2-4,5 MeV.

Da se vjerojatnost alfa raspada povećava s povećanjem Z, je zbog činjenice da je ova vrsta nuklearne transformacije povezana s Coulombovim odbijanjem, koje se, kako se veličina jezgre povećava, proporcionalno povećava Z 2, dok nuklearne privlačne sile rastu linearno s povećanjem masenog broja A.

Kao što je ranije pokazano, jezgra će biti nestabilna u odnosu na a-raspad ako vrijedi nejednakost:

gdje i su mase mirovanja početne i konačne jezgre;

– masa a-čestice.

Energija α-raspada jezgri ( Eα) sastoji se od kinetičke energije alfa čestice koju emitira matična jezgra Tα, i kinetička energija koju jezgra kćer dobiva kao rezultat emisije alfa čestice (energija trzaja) T odjel:

Koristeći zakone održanja energije i količine gibanja, možemo dobiti relaciju:

Gdje M odjel = – masa povratne jezgre;

Mα je masa alfa čestice.

Rješavajući jednadžbe (4.3) i (4.4) zajedno, dobivamo:

. (4.5)

I sukladno tome,

. (4.6)

Iz jednadžbi (4.5 i 4.6) jasno je da glavninu energije alfa raspada (oko 98%) odnose alfa čestice. Kinetička energija povratne jezgre je ≈100 keV (s energijom alfa raspada od ≈5 MeV). Treba napomenuti da su čak i takve naizgled male vrijednosti kinetičke energije atoma trzaja vrlo značajne i dovode do visoke reaktivnosti atoma koji imaju slične jezgre. Za usporedbu, imajte na umu da je energija toplinskog gibanja molekula na sobnoj temperaturi približno 0,04 eV, a energija kemijskih veza obično je manja od 2 eV. Stoga povratna jezgra ne samo da prekida kemijsku vezu u molekuli, već i djelomično gubi elektronsku ljusku (elektroni jednostavno ne mogu pratiti povratnu jezgru) uz stvaranje iona.

Kada se razmatraju različite vrste radioaktivnog raspada, uključujući alfa raspad, koriste se energetski dijagrami. Najjednostavniji energetski dijagram prikazan je na sl. 4.1.

Riža. 4.1. Najjednostavnija shema alfa raspada.

Energetsko stanje sustava prije i poslije raspada prikazano je horizontalnim linijama. Alfa čestica je predstavljena strelicom (podebljanom ili dvostrukom) koja se spušta s desna na lijevo. Strelica pokazuje energiju emitiranih alfa čestica.

Treba imati na umu da onaj prikazan na Sl. Dijagram 4.1 je najjednostavniji slučaj kada alfa čestice koje emitira jezgra imaju jednu specifičnu energiju. Tipično, alfa spektar ima finu strukturu, tj. jezgre istog nuklida emitiraju alfa čestice s energijama koje su prilično bliske, ali se ipak razlikuju po veličini. Utvrđeno je da ako se alfa prijelaz dogodi u pobuđenom stanju jezgre kćeri, tada će energija alfa čestica biti, prema tome, manja od energije svojstvene prijelazu između osnovnih stanja izvorne i jezgre kćeri radionuklida. . A ako postoji nekoliko takvih pobuđenih stanja, tada će biti nekoliko mogućih alfa prijelaza. U tom slučaju nastaju jezgre kćeri s različitim energijama koje pri prijelazu u osnovno ili stabilnije stanje emitiraju gama zrake.

Poznavajući energiju svih alfa čestica i gama kvanta, možemo konstruirati dijagram raspada energije.

Primjer. Konstruirajte dijagram raspada koristeći sljedeće podatke:

· energija α-čestica je: 4,46; 4.48; 4.61; i 4,68 MeV,

· energija γ-kvanta – 0,07; 0,13; 0,20; i 0,22 MeV.

Ukupna energija raspada je 4,68 MeV.

Riješenje. Iz energetske razine izvorne jezgre povlačimo četiri strelice od kojih svaka označava emisiju α-čestica određene energije. Izračunavanjem razlika između energija pojedinih skupina α-čestica i usporedbom tih razlika s energijama γ-kvanta nalazimo koji prijelazi odgovaraju emisiji γ-kvanta pojedine energije.

4,48 – 4,46 = 0,02 MeV ne postoje odgovarajući γ-kvanti

4,61 – 4,46 = 0,15 MeV

4,61 – 4,48 = 0,13 MeV energije odgovaraju energijama

4,68 – 4,46 = 0,22 MeV γ kvanta emitiranih tijekom raspada

4,68 – 4,48 = 0,20 MeV 230 Th

4,68 – 4,61 = 0,07 MeV

Riža. 4.2 – Shema raspada 230 Th.

Istodobno, moguć je i drugi slučaj, kada se dogodi alfa prijelaz iz pobuđenog stanja matične jezgre u osnovno stanje jezgre kćeri. Ovi se slučajevi obično klasificiraju kao pojava alfa čestica velikog dometa, čija emisija proizlazi iz pobuđenih jezgri nastalih kao rezultat složenog β-raspada. Tako, kao primjer, slika 4.3 prikazuje dijagram emisije α čestica dugog dometa od strane jezgre polonija-212, nastalih kao rezultat β-raspada jezgre bizmuta-212. Može se vidjeti da, ovisno o prirodi β prijelaza, jezgra polonija-212 može nastati u osnovnom i pobuđenom stanju. Alfa čestice emitirane iz pobuđenih stanja jezgre polonija-212 dugo su dometa. Međutim, treba imati na umu da je za alfa-aktivne jezgre generirane na ovaj način vjerojatniji prijelaz iz pobuđenog stanja emitiranjem γ-kvanta nego alfa čestice dugog dometa. Stoga su alfa čestice dugog dometa vrlo rijetke.

Nadalje, znanstvenici su ustanovili vrlo važan obrazac: kada mali povećanjem energije a-čestica, vremena poluraspada se mijenjaju za nekoliko redova veličine. Dakle, za 232 Th T a = 4,08 MeV, T 1/2 = 1,41×10 10 godina, a za 230 Th – T a = 4,76 MeV, T 1/2 = 1,7∙10 4 godine.

Riža. 4.3. Uzorak sekvencijalnog raspada: 212 Bi – 212 Po – 208 Pb

Može se vidjeti da smanjenje energije alfa čestica za približno 0,7 MeV prati povećanje vremena poluraspada za 6 redova veličine. Na T α < 2 МэВ период полураспада становится настолько большим, что экспериментально обнаружить альфа-активность практически невозможно. Разброс в значениях периодов полураспада, характерных для альфа-распада, весьма велик:

10 16 godina ≥ T 1/2 ≥ 10 –7 s,

a u isto vrijeme postoji vrlo uzak raspon energija alfa čestica koje emitiraju radioaktivne jezgre:

2 MeV ≤ Tα ≤ 9 MeV.

Odnos između vremena poluraspada i energije alfa čestice eksperimentalno su ustanovili Geiger i Nattall 1911.-1912. Pokazali su da je ovisnost lg T 1/2 lg Tα je dobro aproksimirana ravnom linijom:

. (4.7)

Ovaj zakon vrijedi za parne-parne jezgre. Dok se za neparne jezgre opaža vrlo značajno odstupanje od zakona.

Snažnu ovisnost vjerojatnosti alfa raspada, a time i vremena poluraspada, o energiji objasnili su G. Gamow i E. Condon 1928. koristeći teoriju jednočestičnog modela jezgre. U ovom modelu pretpostavlja se da alfa čestica stalno postoji u jezgri, tj. Matična jezgra sastoji se od jezgre kćeri i alfa čestice. Pretpostavlja se da se alfa čestica kreće u sfernom području radijusa R (R– radijus jezgre) i drže je u jezgri kratkodometne Coulombove nuklearne sile. Na udaljenostima r većim od polumjera jezgre kćeri R, Djeluju Coulombove sile odbijanja.

Na sl. Na slici 4.4 prikazana je ovisnost potencijalne energije između alfa čestice i povratne jezgre o udaljenosti između njihovih središta.

Na apscisnoj osi prikazana je udaljenost između jezgre kćeri i alfa čestice, a na ordinatnoj osi energija sustava. Coulombov potencijal je odsječen na daljinu R, koji je približno jednak polumjeru jezgre kćeri. Visina Coulombove barijere B, koju alfa čestica mora savladati da bi napustila jezgru, određena je relacijom:

Gdje Z I z su naboji jezgre kćeri i alfa čestice.

Riža. 4.4. Promjena potencijalne energije sustava s udaljenošću između jezgre kćeri i alfa čestice.

Veličina potencijalne barijere znatno premašuje energiju alfa čestica koju emitiraju radioaktivne jezgre, a prema zakonima klasične mehanike alfa čestica ne može napustiti jezgru. Ali za elementarne čestice čije je ponašanje opisano zakonima kvantne mehanike, moguće je da te čestice prođu kroz potencijalnu barijeru, što se naziva tunelski prijelaz.

Sukladno teoriji alfa raspada, čije su početke postavili G. Gamow i E. Condon, stanje čestice opisuje se valnom funkcijom ψ koja, prema uvjetima normalizacije, u bilo kojoj točki prostora je različit od nule, pa stoga postoji konačna vjerojatnost otkrivanja alfa čestice unutar i izvan barijere. Odnosno, moguć je proces takozvanog tunelskog prijelaza alfa čestice kroz potencijalnu barijeru.

Pokazalo se da je propusnost barijere funkcija atomskog broja, atomske mase, radijusa jezgre i karakteristika potencijalne barijere.

Utvrđeno je da alfa prijelaze parnih-parnih jezgri s glavne razine matičnih nuklida na glavnu razinu kćeri nuklida karakteriziraju najmanji poluživoti. Za nepar-par, par-nepar i nepar-nepar jezgre opći trend ostaje, ali su njihovi poluživoti 2-1000 puta duži nego za par-nepar jezgre s danim Z i Tα. Korisno je zapamtiti: energija alfa čestica koje emitiraju radionuklidi s istim masenim brojem raste s povećanjem nuklearnog naboja.