Halveringstiderna för kända a-radioaktiva kärnor varierar kraftigt. Således har volframisotopen 182 W en halveringstid T 1/2 > 8,3·10 18 år, och protactiniumisotopen 219 Pa har T 1/2 = 5,3·10 -8 s.

Ris. 2.1. Beroende av halveringstiden för ett radioaktivt element på den kinetiska energin hos en a-partikel av ett naturligt radioaktivt element. Den streckade linjen är Geiger-Nattall-lagen.

För jämna isotoper, halveringstidens beroende av α-sönderfallsenergin Q α beskrivs empiriskt Geiger-Nettall lag

där Z är laddningen av den slutliga kärnan, halveringstiden T 1/2 uttrycks i sekunder och energin för α-partikeln E α är i MeV. I fig. Figur 2.1 visar de experimentella värdena för halveringstider för a-radioaktiva jämna isotoper (Z varierar från 74 till 106) och deras beskrivning med hjälp av relation (2.3).
För udda-jämna, jämna-udda och udda-udda kärnor den allmänna tendensen hos beroendet
log T 1/2 av Q α bevaras, men halveringstiderna är 2–100 gånger längre än för jämna kärnor med samma Z och Q α .
För att α-sönderfall ska inträffa är det nödvändigt att massan av den initiala kärnan M(A,Z) är större än summan av massorna av den slutliga kärnan M(A-4, Z-2) och α-partikeln M α:

där Q α = c 2 är α-sönderfallsenergin.
Eftersom M α<< M(A-4, Z-2), huvuddelen av α-sönderfallsenergin förs bort av α ‑ partikel och endast ≈ 2% - den slutliga kärnan (A-4, Z-2).
Energispektra för α-partiklar av många radioaktiva grundämnen består av flera linjer (fin struktur av α-spektra). Anledningen till uppkomsten av den fina strukturen av α-spektrumet är sönderfallet av den initiala kärnan (A,Z) till det exciterade tillståndet av kärnan (A-4, Z-2). Genom att mäta spektra av alfapartiklar kan man få information om arten av exciterade tillstånd
kärnor (A-4, Z-2).
För att bestämma värdeintervallet för A- och Z-kärnor för vilka α-sönderfall är energetiskt möjligt, används experimentella data om kärnornas bindningsenergier. Beroendet av α-sönderfallsenergin Q α av masstalet A visas i fig. 2.2.
Från fig. 2.2 är det tydligt att α-sönderfall blir energetiskt möjligt med början från A ≈ 140. I regionerna A = 140–150 och A ≈ 210 har värdet på Q α distinkta maxima, som beror på kärnans skalstruktur. Maximum vid A = 140–150 är associerat med fyllningen av neutronskalet med det magiska talet N = A – Z = 82, och maximum vid A ≈ 210 är associerat med fyllningen av protonskalet vid Z = 82. Det är på grund av skalstrukturen hos atomkärnan som den första (sällsynta jordartsmetallen) regionen av α-aktiva kärnor börjar med N = 82, och tunga α-radioaktiva kärnor blir särskilt många från Z = 82.

Ris. 2.2. Beroende av α-sönderfallsenergi på massa nummer A.

Det breda intervallet av halveringstider, liksom de stora värdena för dessa perioder för många α-radioaktiva kärnor, förklaras av det faktum att en α-partikel inte kan "omedelbart" lämna kärnan, trots att detta är energetiskt gynnsam. För att lämna kärnan måste α-partikeln övervinna potentialbarriären - regionen vid kärnans gräns, bildad på grund av den potentiella energin från den elektrostatiska repulsionen av α-partikeln och den slutliga kärnan och de attraktionskrafter mellan nukleoner. Ur klassisk fysiks synvinkel kan en alfapartikel inte övervinna en potentiell barriär, eftersom den inte har den kinetiska energin som krävs för detta. Kvantmekaniken tillåter dock en sådan möjlighet − α ‑ partikeln har en viss sannolikhet att passera genom den potentiella barriären och lämna kärnan. Detta kvantmekaniska fenomen kallas "tunneleffekten" eller "tunnling". Ju större höjden och bredden på barriären är, desto lägre är sannolikheten för tunnling, och halveringstiden är motsvarande längre. Brett utbud av halveringstider
α-emittrar förklaras av olika kombinationer av kinetiska energier hos α-partiklar och höjder av potentiella barriärer. Om barriären inte fanns skulle alfapartikeln lämna kärnan bakom den karakteristiska kärnan
tid ≈ 10 -21 – 10 -23 s.
Den enklaste modellen för α-sönderfall föreslogs 1928 av G. Gamow och oberoende av G. Gurney och E. Condon. I denna modell antogs att α-partikeln ständigt existerar i kärnan. Medan alfapartikeln är i kärnan verkar kärnkrafter av attraktion på den. Radien för deras verkan är jämförbar med radien för kärnan R. Kärnpotentialens djup är V 0. Utanför kärnytan vid r > R är potentialen Coulombs repulsiva potential

V(r) = 2Ze2/r.

Ris. 2.3. Energier för α-partiklar E α beroende på antalet neutroner N
i den ursprungliga kärnan. Linjer förbinder isotoper av samma kemiska element.

Ett förenklat diagram över den kombinerade verkan av den nukleära attraktiva potentialen och Coulombs repulsiva potential visas i figur 2.4. För att lämna kärnan måste en α-partikel med energi E α passera genom en potentiell barriär som finns i området från R till Rc. Sannolikheten för α-sönderfall bestäms huvudsakligen av sannolikheten D för att en α-partikel passerar genom en potentiell barriär

Inom ramen för denna modell var det möjligt att förklara det starka beroendet av sannolikheten α ‑ sönderfall från α-partikelns energi.

Ris. 2.4. Potentiell energi för en α-partikel. Potentiell barriär.

För att beräkna sönderfallskonstanten λ är det nödvändigt att multiplicera passagekoefficienten för en α-partikel genom en potentiell barriär, för det första med sannolikheten w α att α-partikeln bildades i kärnan, och för det andra, med sannolikheten att den kommer att ligga vid kärngränsen. Om en alfapartikel i en kärna med radien R har en hastighet v, kommer den att närma sig gränsen i genomsnitt ≈ v/2R gånger per sekund. Som ett resultat får vi relationen för avklingningskonstanten λ

(2.6)

Hastigheten för en α-partikel i kärnan kan uppskattas baserat på dess kinetiska energi E α + V 0 inuti kärnpotentialbrunnen, vilket ger v ≈ (0,1-0,2) s. Det följer redan av detta att om det finns en alfapartikel i kärnan, är sannolikheten att den passerar genom barriären D<10 -14 (для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).
Den grova uppskattningen av pre-exponentialfaktorn är inte särskilt signifikant, eftersom sönderfallskonstanten beror på den mycket mindre starkt än på exponenten.
Av formel (2.6) följer att halveringstiden starkt beror på radien av kärnan R, eftersom radien R ingår inte bara i den pre-exponentiella faktorn, utan även i exponenten, som en integrationsgräns. Därför är det möjligt att bestämma radierna för atomkärnor utifrån α-sönderfallsdata. Radierna som erhålls på detta sätt visar sig vara 20–30 % större än de som finns i elektronspridningsexperiment. Denna skillnad beror på att i experiment med snabba elektroner mäts radien för den elektriska laddningsfördelningen i kärnan, och vid α-sönderfall mäts avståndet mellan kärnan och α-partikeln, vid vilket kärnkrafterna upphör att agera.
Närvaron av Plancks konstant i exponenten (2.6) förklarar halveringstidens starka beroende av energi. Även en liten förändring i energi leder till en betydande förändring av exponenten och därmed till en mycket kraftig förändring av halveringstiden. Därför är energierna hos de emitterade a-partiklarna mycket begränsade. För tunga kärnor flyger α-partiklar med energier över 9 MeV ut nästan omedelbart, och med energier under 4 MeV lever de i kärnan så länge att α-sönderfall inte ens kan detekteras. För sällsynta jordartsmetaller α-radioaktiva kärnor reduceras båda energierna genom att reducera kärnans radie och höjden på den potentiella barriären.
I fig. Figur 2.5 visar beroendet av α-sönderfallsenergin hos Hf-isotoperna (Z = 72) av masstalet A i intervallet masstalen A = 156–185. Tabell 2.1 visar α-sönderfallsenergier, halveringstider och huvudsakliga sönderfallskanaler för 156–185 Hf-isotoperna. Man kan se hur, när massatalet A ökar, minskar α-sönderfallsenergin, vilket leder till en minskning av sannolikheten för α-sönderfall och en ökning av sannolikheten för β-sönderfall (tabell 2.1). 174 Hf-isotopen, som är en stabil isotop (i den naturliga blandningen av isotoper är den 0,16%), sönderfaller ändå med en halveringstid T 1/2 = 2·10 15 år med emission av en α-partikel.

Ris. 2.5. Beroende av α-sönderfallsenergin Q α för Hf-isotoper (Z = 72)
från massa nummer A.

Tabell 2.1

Beroende av α-sönderfallsenergi Q α, halveringstid T 1/2,
olika sönderfallslägen för H f-isotoper (Z = 72) beroende på masstalet A

Hf-isotoper med A = 176–180 är stabila isotoper. Dessa isotoper har också positiv α-sönderfallsenergi. Emellertid är α-sönderfallsenergin ~1,3–2,2 MeV för låg och α-sönderfallet av dessa isotoper detekterades inte, trots sannolikheten för α-sönderfall som inte är noll. Med en ytterligare ökning av masstalet A > 180 blir β - sönderfall den dominerande sönderfallskanalen.
Under radioaktiva sönderfall kan den slutliga kärnan hamna inte bara i grundtillståndet, utan också i ett av de exciterade tillstånden. Det starka beroendet av sannolikheten för α-sönderfall av α-partikelns energi leder emellertid till det faktum att sönderfall till exciterade nivåer av den slutliga kärnan vanligtvis sker med mycket låg intensitet, eftersom när den slutliga kärnan exciteras, energin hos α-partikeln minskar. Därför kan endast sönderfall till rotationsnivåer med relativt låga excitationsenergier observeras experimentellt. Sönderfall till exciterade nivåer av den slutliga kärnan leder till uppkomsten av en fin struktur i energispektrumet för de emitterade α-partiklarna.
Den huvudsakliga faktorn som bestämmer egenskaperna hos α-sönderfall är passagen av α-partiklar genom en potentiell barriär. Andra faktorer manifesterar sig relativt svagt, men i vissa fall gör de det möjligt att få ytterligare information om kärnans struktur och mekanismen för α-sönderfall av kärnan. En av dessa faktorer är uppkomsten av en kvantmekanisk centrifugalbarriär. Om en α-partikel emitteras från en kärna (A,Z) med spin J i, och en ändlig kärna bildas
(A-4, Z-2) i ett tillstånd med spin J f, då måste α-partikeln bära bort det totala momentum J, bestämt av relationen

Eftersom α-partikeln har noll spinn sammanfaller dess totala rörelsemängd J med rörelsemängdsrörelsen l som förs bort av α-partikeln

Som ett resultat uppstår en kvantmekanisk centrifugalbarriär.

Förändringen i formen av den potentiella barriären på grund av centrifugalenergi är obetydlig, främst på grund av att centrifugalenergin minskar med avståndet mycket snabbare än Coulomb-energin (som 1/r 2, och inte som 1/r). Men eftersom denna förändring delas med Plancks konstant och faller in i exponenten, leder den i stort sett till en förändring av kärnans livslängd.
Tabell 2.2 visar den beräknade permeabiliteten för centrifugalbarriären B l för α-partiklar emitterade med orbital rörelsemängd l relativt permeabiliteten för centrifugalbarriären B 0 för α-partiklar emitterade med kretsloppsmängd l = 0 för en kärna med Z = 90, α-partikelenergi E α = 4,5 MeV. Det kan ses att med en ökning av orbitalmomentet l som förs bort av α-partikeln, sjunker permeabiliteten för den kvantmekaniska centrifugalbarriären kraftigt.

Tabell 2.2

Relativ permeabilitet för centrifugalbarriären förα -partiklar,
avgår med orbital momentum l
(Z = 90, Ea = 4,5 MeV)

En mer signifikant faktor som dramatiskt kan omfördela sannolikheterna för olika grenar av α-sönderfall kan vara behovet av en betydande omstrukturering av kärnans inre struktur under emissionen av en α-partikel. Om den initiala kärnan är sfärisk och grundtillståndet för den slutliga kärnan är kraftigt deformerat, måste den initiala kärnan för att kunna utvecklas till grundtillståndet för den slutliga kärnan ordna om sig själv i processen att sända ut en alfapartikel, vilket kraftigt förändras dess form. En sådan förändring av kärnans form involverar vanligtvis ett stort antal nukleoner och ett system med få nukleoner såsom α ‑ en partikel som lämnar kärnan kanske inte kan tillhandahålla den. Detta innebär att sannolikheten för bildandet av den slutliga kärnan i grundtillståndet kommer att vara försumbar. Om det bland de exciterade tillstånden i den slutliga kärnan finns ett tillstånd nära sfäriskt, kan den initiala kärnan, utan betydande omarrangemang, gå in i det som ett resultat av α ‑ sönderfall Sannolikheten för befolkning på en sådan nivå kan visa sig vara stor, vilket avsevärt överstiger sannolikheten för befolkning i lägre liggande stater, inklusive grundtillståndet.
Från α-sönderfallsdiagrammen för isotoperna 253 Es, 225 Ac, 225 Th, 226 Ra, starka beroenden av sannolikheten för α-sönderfall till exciterade tillstånd på α-partikelns energi och av orbitalmomentet l som förs bort av α-partiklarna är synliga.
α-sönderfall kan också inträffa från exciterade tillstånd av atomkärnor. Som ett exempel visar tabellerna 2.3 och 2.4 sönderfallssätten för marken och isomera tillstånd för isotoperna 151 Ho och 149 Tb.

Tabell 2.3

α-sönderfall av marken och isomera tillstånd av 151 Ho

Tabell 2.4

a-sönderfall av marken och isomera tillstånd på 149 Tb

I fig. Figur 2.6 visar energidiagrammen för markens sönderfall och isomera tillstånd för isotoperna 149 Tb och 151 Ho.

Ris. 2.6 Energidiagram över markens sönderfall och isomera tillstånd för isotoperna 149 Tb och 151 Ho.

α-sönderfall från det isomera tillståndet av 151 Ho isotopen (J P = (1/2) + , E isomer = 40 keV) är mer sannolikt (80%) än e-infångning till detta isomera tillstånd. Samtidigt förfaller grundtillståndet för 151 Ho främst till följd av e-capture (78%).
I 149 Tb isotopen sker sönderfallet av det isomera tillståndet (J P = (11/2) - , E isomer = 35,8 keV) i det överväldigande fallet som ett resultat av e-capture. De observerade särdragen i sönderfallet av marken och isomera tillstånd förklaras av storleken på energin för α-sönderfall och e-capture och det orbitala vinkelmomentet som förs bort av α-partikeln eller neutrinon.

Kärnorna i de flesta atomer är ganska stabila formationer. Emellertid omvandlas kärnorna av atomer av radioaktiva ämnen under processen för radioaktivt sönderfall spontant till kärnorna av atomer av andra ämnen. Så 1903 upptäckte Rutherford att radium som placerats i ett kärl efter en tid förvandlades till radon. Och ytterligare helium dök upp i kärlet: (88^226)Ra→(86^222)Rn+(2^4)He. För att förstå innebörden av det skriftliga uttrycket, studera ämnet om massa och laddningsnummer för en atoms kärna.

Det var möjligt att fastställa att huvudtyperna av radioaktivt sönderfall: alfa- och beta-sönderfall inträffar enligt följande förskjutningsregel:

Alfa förfall

Under alfasönderfall en alfapartikel (kärnan i en heliumatom) emitteras. Från ett ämne med antalet protoner Z och neutroner N i atomkärnan förvandlas det till ett ämne med antalet protoner Z-2 och antalet neutroner N-2 och följaktligen atommassa A-4: (Z ^A)X→(Z-2^ (A-4))Y +(2^4)He. Det vill säga, det resulterande elementet flyttas två celler tillbaka i det periodiska systemet.

Exempel på α-sönderfall:(92^238)U→(90^234)Th+(2^4)He.

Alfa förfall är intranukleär process. Som en del av en tung kärna, på grund av en komplex kombination av nukleära och elektrostatiska krafter, bildas en oberoende α-partikel, som trycks ut av Coulomb-krafter mycket mer aktivt än andra nukleoner. Under vissa förhållanden kan den övervinna krafterna från kärnsamverkan och flyga ut ur kärnan.

Beta-förfall

Under beta-förfall en elektron (β-partikel) emitteras. Som ett resultat av sönderfallet av en neutron till en proton, elektron och antineutrino, ökar kärnans sammansättning med en proton, och elektronen och antineutrino emitteras utåt: (Z^A)X→(Z+1^A) Y+(-1^0)e+(0 ^0)v. Följaktligen flyttas det bildade elementet en cell framåt i det periodiska systemet.

Exempel på β-sönderfall:(19^40)K→(20^40)Ca+(-1^0)e+(0^0)v.

Beta-förfall är intranukleonprocess. Neutronen genomgår omvandlingen. Det finns också beta plus förfall eller positron beta-sönderfall. Vid positronsönderfall avger kärnan en positron och en neutrino, och elementet flyttar tillbaka en cell på det periodiska systemet. Positron beta-sönderfall åtföljs vanligtvis av elektroninfångning.

Gammaförfall

Förutom alfa- och beta-sönderfall finns det även gamma-sönderfall. Gammasönderfall är emissionen av gammakvanta från kärnor i ett exciterat tillstånd, där de har hög energi jämfört med det oexciterade tillståndet. Kärnor kan komma till ett exciterat tillstånd under kärnreaktioner eller under radioaktiva sönderfall av andra kärnor. De flesta exciterade tillstånd av kärnor har en mycket kort livslängd - mindre än en nanosekund.

Det finns också sönderfall med emission av en neutron, proton, klusterradioaktivitet och några andra, mycket sällsynta typer av sönderfall. Men rådande

Bild 11

Alfasönderfall är utsläpp av alfapartiklar (heliumkärnor) från en atomkärna i marktillståndet (oexciterat).

Huvudegenskaper för halveringstid T 1/2, kinetisk energi T a och körsträcka i materia Raα-partiklar i materia.

Grundläggande egenskaper för alfasönderfall

1. Alfasönderfall observeras endast i tunga kärnor. Cirka 300 a-radioaktiva kärnor är kända

2. Halveringstiden för α-aktiva kärnor ligger i ett stort intervall från

10 17 år gammal ()

och är bestämd Geiger-Nettall lag

. (1.32)

till exempel för Z=84 konstanter A= 128,8 och B = - 50,15, T a– kinetisk energi av α-partikel i Mev

3. Energierna hos α-partiklar av radioaktiva kärnor finns inuti

(Mev)

Tamin = 1,83 Mev (), T amax = 11,65 Mev(isomer

4. Den fina strukturen av α-spektra av radioaktiva kärnor observeras. Dessa spektra separat. I fig. 1.5. Ett diagram över sönderfallet av en plutoniumkärna visas. Spektrum av a-partiklar består av ett antal monoenergetiska linjer som motsvarar övergångar till olika nivåer av dotterkärnan.

6. Körsträcka för α-partiklar i luft under normala förhållanden

Ra (cm) = 0,31 Ta 3/2 Mev vid (4< T α <7 Mev) (1.33)

7. Allmänt schema för α-sönderfallsreaktionen

var är moderkärnan, är dotterkärnan

Bindningsenergin för en α-partikel i kärnan måste vara mindre än noll för att α-sönderfall ska inträffa.

E St α =<0 (1.34)

Energi som frigörs under α-sönderfall Eα består av α-partikelns kinetiska energi Tα och kinetisk energi för dotterkärnan Ti

E a =| E St α | = T α +Ti (1,35)

Den kinetiska energin för en α-partikel är mer än 98% av den totala energin av α-sönderfall

Typer och egenskaper hos beta-förfall

Beta decay slide 12

Beta-sönderfall av en kärna är processen för spontan omvandling av en instabil kärna till en isobar kärna som ett resultat av emission av en elektron (positron) eller infångning av en elektron. Cirka 900 beta-radioaktiva kärnor är kända.

I elektroniskt β - sönderfall förvandlas en av neutronerna i kärnan till en proton med emission av en elektron och en elektron antineutrino.

fritt neutronsönderfall T1/2 = 10,7 min;

tritiumsönderfall , T 1/2 = 12 år .

På positron β+ sönderfall en av kärnans protoner förvandlas till en neutron med emission av en positivt laddad elektron (positron) och en elektronneutrino

Om elektronisk e-fångst kärnan fångar en elektron från elektronskalet (vanligtvis K-skalet) i sin egen atom.

β - -sönderfallsenergin ligger i området

()0,02 Mev < Е β < 13,4 Mev ().

Spektrum av emitterade β-partiklar kontinuerlig från noll till maximalt värde. Beräkningsformler maximal energi av beta-sönderfall:

, (1.42)

, (1.43)

. (1.44)

var är massan av moderkärnan, är massan av dotterkärnan. m e-elektronmassa.

Halva livet T 1/2 förknippas med sannolikhet beta-förfall relation

Sannolikheten för beta-sönderfall beror starkt på beta-sönderfallsenergin ( ~ E p 5 kl E p >> m e c 2) därför halveringstiden T 1/2 varierar mycket

10 -2 sek< T 1/2< 2 10 15 лет

Beta-sönderfall uppstår som ett resultat av den svaga interaktionen, en av de grundläggande interaktionerna.

Radioaktiva familjer (serie) Bild 13

Lagar för kärnkraftsförskjutning under α-sönderfall ( A→A – 4 ; Z→Z- 2) under β-sönderfall ( A→A; Z→Z+1).Sedan massnumret A under α-sönderfall ändras det till 4, och under β-sönderfall A inte förändras, då "blir inte medlemmar av olika radioaktiva familjer förväxlade" med varandra. De bildar separata radioaktiva serier (kedjor av kärnor), som slutar med sina stabila isotoper.

Massantalet medlemmar av varje radioaktiv familj kännetecknas av formeln

a=0 för toriumfamiljen, a=1 för familjen neptunia, a=2 för uranfamiljen, a=3 för aktinouranfamiljen. n- ett heltal. se tabell 1.2

Tabell 1.2

Från en jämförelse av halveringstiderna för familjernas förfäder med jordens geologiska livslängd (4,5 miljarder år) är det tydligt att nästan allt torium-232 bevarades i jordens substans, uran-238 sönderfallit av ungefär hälften, uran-235 för det mesta och nästan hela neptunium-237.

Vid denna typ av sönderfall sönderfaller en kärna med atomnummer Z och massnummer A genom att sända ut en alfapartikel, vilket leder till bildandet av en kärna med atomnummer Z-2 och massnummer A-4:

För närvarande är mer än 200 alfa-emitterande nuklider kända, bland vilka lätta och medelstora kärnor är nästan frånvarande. Bland lätta kärnor är undantaget 8 Be dessutom är cirka 20 alfa-emitterande nuklider kända av sällsynta jordartsmetaller. De allra flesta a-emitterande isotoper tillhör radioaktiva grundämnen, d.v.s. till grundämnen med Z> 83, varav en betydande del är artificiella nuklider. Bland naturliga nuklider finns det cirka 30 alfaaktiva kärnor som tillhör tre radioaktiva familjer (uran-, aktinium- och toriumserier), vilka diskuteras ovan. Halveringstiderna för kända alfa-radioaktiva nuklider sträcker sig från 0,298 μs för 212 Po till >10 15 år för 144 Nd, 174 Hf. Energin hos alfapartiklar som emitteras av tunga kärnor från grundtillstånd är 4-9 MeV, och av kärnor av sällsynta jordartsmetaller 2-4,5 MeV.

Att sannolikheten för alfasönderfall ökar med ökande Z, på grund av att denna typ av kärnomvandling är förknippad med Coulomb-avstötning, som, när kärnornas storlek ökar, ökar proportionellt Z 2, medan nukleära attraktionskrafter växer linjärt med ökande massantal A.

Som visats tidigare kommer kärnan att vara instabil med avseende på a-förfall om ojämlikheten håller:

var och är restmassorna för de initiala respektive slutliga kärnorna;

– a-partikelns massa.

Energi av α-sönderfall av kärnor ( Eα) består av den kinetiska energin hos alfapartikeln som emitteras av moderkärnan Tα, och den kinetiska energi som dotterkärnan förvärvar som ett resultat av emissionen av en alfapartikel (rekylenergi) T-avdelningen:

Med hjälp av lagarna för bevarande av energi och momentum kan vi få sambandet:

Där M avdelning = – rekylkärnans massa;

Mα är massan av alfapartikeln.

När vi löser ekvationerna (4.3) och (4.4) tillsammans får vi:

. (4.5)

Och följaktligen,

. (4.6)

Från ekvationerna (4.5 och 4.6) är det tydligt att huvuddelen av alfasönderfallsenergin (cirka 98%) förs bort av alfapartiklar. Den kinetiska energin för rekylkärnan är ≈100 keV (med en alfasönderfallsenergi på ≈5 MeV). Det bör noteras att även sådana till synes små värden av den kinetiska energin hos rekylatomer är mycket betydande och leder till den höga reaktiviteten hos atomer med liknande kärnor. För jämförelse, notera att energin för termisk rörelse hos molekyler vid rumstemperatur är cirka 0,04 eV, och energin för kemiska bindningar är vanligtvis mindre än 2 eV. Därför bryter rekylkärnan inte bara den kemiska bindningen i molekylen, utan förlorar också delvis elektronskalet (elektroner kan helt enkelt inte hänga med rekylkärnan) med bildandet av joner.

När man överväger olika typer av radioaktivt sönderfall, inklusive alfasönderfall, används energidiagram. Det enklaste energidiagrammet visas i fig. 4.1.

Ris. 4.1. Det enklaste alfasönderfallsschemat.

Systemets energitillstånd före och efter sönderfallet visas med horisontella linjer. En alfapartikel representeras av en pil (fet eller dubbel) som går ner från höger till vänster. Pilen indikerar energin hos de emitterade alfapartiklarna.

Man bör komma ihåg att den som visas i fig. 4.1 diagrammet är det enklaste fallet när alfapartiklarna som emitteras av kärnan har en specifik energi. Typiskt har alfaspektrumet en fin struktur, dvs. kärnor av samma nuklid avger alfapartiklar med energier som är ganska nära, men ändå skiljer sig åt i storlek. Det visade sig att om en alfa-övergång inträffar i det exciterade tillståndet av dotterkärnan, kommer energin hos alfapartiklarna följaktligen att vara mindre än energin som är inneboende i övergången mellan grundtillstånden för de ursprungliga kärnorna och dotterkärnorna för radionuklider . Och om det finns flera sådana exciterade tillstånd, kommer det att finnas flera möjliga alfaövergångar. I detta fall bildas dotterkärnor med olika energier, som vid övergång till marken eller mer stabilt tillstånd avger gammastrålar.

Genom att känna till energin för alla alfapartiklar och gammakvanta är det möjligt att konstruera ett energiavklingningsdiagram.

Exempel. Konstruera ett sönderfallsdiagram med hjälp av följande data:

· energin för α-partiklar är: 4,46; 4,48; 4,61; och 4,68 MeV,

· energi av γ-kvanta – 0,07; 0,13; 0,20; och 0,22 MeV.

Den totala sönderfallsenergin är 4,68 MeV.

Lösning. Från energinivån för den ursprungliga kärnan ritar vi fyra pilar, som var och en indikerar emissionen av α-partiklar av en viss energi. Genom att beräkna skillnaderna mellan energierna för enskilda grupper av α-partiklar och jämföra dessa skillnader med energierna för γ-kvanta, finner vi vilka övergångar som motsvarar emissionen av γ-kvanta för varje energi

4,48 – 4,46 = 0,02 MeV det finns inga motsvarande γ-kvanta

4,61 – 4,46 = 0,15 MeV

4,61 – 4,48 = 0,13 MeV energier motsvarar energier

4,68 – 4,46 = 0,22 MeV av γ-kvanta som emitteras under sönderfallet

4,68 – 4,48 = 0,20 MeV 230 Th

4,68 – 4,61 = 0,07 MeV

Ris. 4.2 – Schema för förfallet av 230 Th.

Samtidigt är ett andra fall också möjligt, när en alfa-övergång sker från det exciterade tillståndet hos moderkärnan till grundtillståndet för dotterkärnan. Dessa fall klassificeras vanligtvis som uppkomsten av långväga alfapartiklar, vars emission härrör från exciterade kärnor som bildas som ett resultat av komplex β-sönderfall. Så, som ett exempel, visar figur 4.3 ett diagram över emissionen av långväga α-partiklar från polonium-212-kärnan, bildad som ett resultat av β-sönderfallet av vismut-212-kärnan. Det kan ses att, beroende på arten av β-övergången, kan polonium-212-kärnan bildas i marken och exciterade tillstånd. Alfa-partiklar som emitteras från exciterade tillstånd av polonium-212 kärnan är långväga. Man bör dock komma ihåg att för alfaaktiva kärnor som genereras på detta sätt är en övergång från ett exciterat tillstånd mer sannolikt genom att sända ut en y-kvant snarare än en alfapartikel med lång räckvidd. Därför är långväga alfapartiklar mycket sällsynta.

Vidare har forskare etablerat ett mycket viktigt mönster: när småökar energin hos a-partiklar, halveringstiderna förändras med flera storleksordningar. Så för 232 Th T a = 4,08 MeV, T 1/2 = 1,41×10 10 år, och för 230 Th – T a = 4,76 MeV, T 1/2 = 1,7∙10 4 år.

Ris. 4.3. Sekventiellt avklingningsmönster: 212 Bi – 212 Po – 208 Pb

Det kan ses att en minskning av alfapartiklarnas energi med cirka 0,7 MeV åtföljs av en ökning av halveringstiden med 6 storleksordningar. På 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 år ≥ T 1/2 ≥ 10 –7 sek,

och samtidigt finns det ett mycket smalt spektrum av energier av alfapartiklar som sänds ut av radioaktiva kärnor:

2 MeV ≤ T a ≤ 9 MeV.

Förhållandet mellan halveringstiden och energin hos en alfapartikel fastställdes experimentellt av Geiger och Nattall 1911-1912. De visade att beroendet lg T 1/2 av lg Tα är väl approximerad av en rät linje:

. (4.7)

Denna lag gäller för jämna kärnor. För udda-udda kärnor observeras en mycket betydande avvikelse från lagen.

Det starka beroendet av sannolikheten för alfasönderfall, och därmed halveringstiden, av energi förklarades av G. Gamow och E. Condon 1928 med hjälp av teorin om en enpartikelmodell av kärnan. I denna modell antas det att alfapartikeln ständigt finns i kärnan, d.v.s. Moderkärnan består av en dotterkärna och en alfapartikel. Det antas att alfapartikeln rör sig i ett sfäriskt område med radie R (R– kärnans radie) och hålls i kärnan av Coulomb-kärnkrafter med kort räckvidd. På avstånd r större än radien för dotterkärnan R, Coulombs avstötningskrafter verkar.

I fig. Figur 4.4 visar beroendet av den potentiella energin mellan alfapartikeln och rekylkärnan på avståndet mellan deras centra.

Abskissaxeln visar avståndet mellan dotterkärnan och alfapartikeln, och ordinataaxeln visar systemets energi. Coulomb-potentialen är avskuren på avstånd R, vilket är ungefär lika med radien av dotterkärnan. Höjden på Coulomb-barriären B, som en alfapartikel måste övervinna för att lämna kärnan, bestäms av förhållandet:

Där Z Och zär laddningarna av dotterkärnan respektive alfapartikeln.

Ris. 4.4. Förändring i systemets potentiella energi med avståndet mellan dotterkärnan och alfapartikeln.

Storleken på den potentiella barriären överstiger avsevärt energin hos alfapartiklar som sänds ut av radioaktiva kärnor, och enligt den klassiska mekanikens lagar kan en alfapartikel inte lämna kärnan. Men för elementarpartiklar vars beteende beskrivs av kvantmekanikens lagar är det möjligt för dessa partiklar att passera genom en potentiell barriär, som kallas en tunnelövergång.

I enlighet med teorin om alfasönderfall, vars början lades av G. Gamow och E. Condon, beskrivs tillståndet för en partikel av vågfunktionen ψ, som, enligt normaliseringsförhållandena, när som helst i rymden är icke-noll, och därför finns det en ändlig sannolikhet att detektera en alfapartikel både innanför och utanför barriären. Det vill säga, processen med den så kallade tunnelövergången av en alfapartikel genom en potentiell barriär är möjlig.

Barriärpermeabilitet har visat sig vara en funktion av atomnummer, atommassa, kärnradie och potentiella barriäregenskaper.

Det har fastställts att alfaövergångar av jämna kärnor från huvudnivån av modernuklider till huvudnivån av dotternuklider kännetecknas av de minsta halveringstiderna. För udda-jämna, udda-udda och udda-udda kärnor kvarstår den allmänna trenden, men deras halveringstider är 2-1000 gånger längre än för jämna kärnor med given Z och Tα Det är användbart att komma ihåg: energin hos alfapartiklar som sänds ut av radionuklider med samma massatal ökar med ökande kärnladdning.