С какой скоростью вылетает альфа частица из радиоактивного ядра: С какой скоростью вылетает α-частица из радиоактивного ядра, если она, попадая в однородное магнитное поле индукцией В = 2 Тл

Альфа-распад

Явление α-распада состоит в том, что атомные ядра самопроизвольно испускают из основного состояния α-частицы – ядра ⁴He. При этом массовое число ядра A уменьшается на четыре единицы, а заряд ядра Z − на две единицы:

(A,Z) → (A−4, Z−2) + ⁴He.

(2.1)

Периоды полураспада известных α-радиоактивных ядер варьируются в широких пределах. Так, изотоп вольфрама ¹⁸²W имеет период полураспада T_1/2> 8.3·10¹⁸ лет, а изотоп протактиния ²¹⁹Pa имеет T_1/2= 5.3·10^-8 c.

Рис. 2.1. Зависимость периода полураспада радиоактивного элемента от кинетической энергии α-частицы естественно радиоактивного элемента.

Штриховая линия – закон Гейгера-Нэттола.

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

lg T_1/2 = A + B/√Q_α,

(2.2)

где A и B – константы, слабо зависящие от Z. С учётом заряда ядра Z связь между периодом полураспада T_1/2 и энергией α-распада может быть представлена в виде

lg T_1/2 = 1.61(ZE_α^-1/2 – Z^2/3) + 28.9,

(2.3)

где Z − заряд конечного ядра, период полураспада T_1/2 выражен в секундах, а энергия α-частицы E_α − в МэВ. На рис. 2.1 показаны экспериментальные значения периодов полураспада для α-радиоактивных четно-четных изотопов (Z изменяется от 74 до 106) и их описание с помощью соотношения (2.3).
Для нечетно-четных, четно-нечетных и нечетно-нечетных ядер общая тенденция зависимости

lg T_1/2 от Q_α сохраняется, но периоды полураспада в 2–100 раз больше, чем для четно-четных ядер с теми же Z и Q_α.
Для того чтобы происходил α-распад, необходимо, чтобы масса исходного ядра M(A,Z) была больше суммы масс конечного ядра M(A-4, Z-2) и α-частицы M_α:

M(A,Z) > M(A-4, Z-2) + M_α.

(2.4)

В результате α-распада ядра (A,Z) в конечном состоянии образуются два продукта распада: α-частица и ядро (A-4, Z-2). Поэтому энергия α‑частицы E

α имеет фиксированное значение, определяемое законами сохранения энергии и импульса

(2.

где Q_α = [M(A,Z) – M(A-4, Z-2) + M_α]c² − энергия α-распада.
Так как M_α << M(A-4, Z-2), основная часть энергии α-распада уносится α‑частицей и лишь ≈ 2% − конечным ядром (A-4, Z-2).
Энергетические спектры α-частиц многих радиоактивных элементов состоят из нескольких линий (тонкая структура α-спектров). Причина появления тонкой структуры α-спектра − распад начального ядра (A,Z) на возбужденное состояние ядра (A-4, Z-2). Измеряя спектры α-частиц можно получить информацию о природе возбужденных состояний

ядра (A-4, Z-2).
Для определения области значений А и Z ядер, для которых энергетически возможен α-распад, используют экспериментальные данные об энергиях связи ядер. Зависимость энергии α-распада Q_α от массового числа А показана на рис. 2.2.
Из рис. 2.2 видно, что α-распад становится энергетически возможным, начиная с А ≈ 140. В областях A = 140–150 и A ≈ 210 величина Q_αимеет отчетливые максимумы, которые обусловлены оболочечной структурой ядра.

Максимум при A = 140–150 связан с заполнением нейтронной оболочки с магическим числом N =А – Z = 82, а максимум при A ≈ 210 связан с заполнением протонной оболочки при Z = 82. Именно за счет оболочечной структуры атомного ядра первая (редкоземельная) область α-активных ядер начинается с N = 82, а тяжелые α-радиоактивные ядра становятся особенно многочисленными, начиная с Z = 82.

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

Широкий диапазон периодов полураспада, а также большие значения этих периодов для многих α-радиоактивных ядер объясняются тем, что α‑частица не может «мгновенно» покинуть ядро, несмотря на то, что это энергетически выгодно. Для того чтобы покинуть ядро, α‑частица должна преодолеть потенциальный барьер − область на границе ядра, образующуюся за счёт потенциальной энергии электростатического отталкивания a-частицы и конечного ядра и сил притяжения между нуклонами. С точки зрения классической физики α‑частица не может преодолеть потенциальный барьер, так как не имеет необходимой для этого кинетической энергии.

Однако квантовая механика допускает такую возможность − α‑частица имеет определённую вероятность пройти сквозь потенциальный барьер и покинуть ядро. Это квантовомеханическое явление называют «туннельным эффектом» или «туннелированием». Чем больше высота и ширина барьера, тем меньше вероятность туннелирования, а период полураспада соответственно больше. Большой диапазон периодов полураспада
α-излучателей объясняется различным сочетанием кинетических энергий α-частиц и высот потенциальных барьеров. Если бы барьера не существовало, то α‑частица покинула бы ядро за характерное ядерное
время ≈ 10^-21 – 10^-23 с.
Простейшая модель α-распада была предложена в 1928 году Г. Гамовым и независимо от него Г. Герни и Э. Кондоном. В этой модели предполагалось, что α‑частица постоянно существует в ядре. Пока α-частица находится в ядре на нее действуют ядерные силы притяжения. Радиус их действия сравним с радиусом ядра R. Глубина ядерного потенциала – V₀.

За пределами ядерной поверхности при r > R потенциал является кулоновским потенциалом отталкивания

V(r) = 2Ze²/r.

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

Упрощенная схема совместного действия ядерного потенциала притяжения и кулоновского потенциала отталкивания показана на рисунке 2.4. Для того, чтобы выйти за пределы ядра α-частица с энергией E

α должна пройти сквозь потенциальный барьер, заключенный в области от R до R_c. Вероятность α-распада в основном определяется вероятностью D прохождения α-частицы через потенциальный барьер

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

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

Для того чтобы рассчитать постоянную распада λ, надо коэффициент прохождения α-частицы через потенциальный барьер умножить, во-первых, на вероятность w

α того, что α‑частица образовалась в ядре, и, во-вторых, на вероятность того, что она окажется на границе ядра. Если α‑частица в ядре радиуса R имеет скорость v, то она будет подходить к границе в среднем ≈ v/2R раз в секунду. В результате для постоянной распада λ получается соотношение

(2.6)

Скорость α‑частицы в ядре можно оценить, исходя из её кинетической энергии E_α+ V₀

внутри ядерной потенциальной ямы, что даёт v ≈ (0.1-0.2)с. Уже из этого следует, что при наличии в ядре α‑частицы вероятность её пройти сквозь барьер D <10^-14(для самых короткоживущих относительно α‑распада тяжелых ядер).

    Грубость оценки предэкспоненциального множителя не очень существенна, потому что постоянная распада зависит от него несравненно слабее, чем от показателя экспоненты.
    Из формулы (2.6) следует, что период полураспада сильно зависит от радиуса ядра R, поскольку радиус R входит не только в предэкспоненциальный множитель, но и в показатель экспоненты, как предел интегрирования. Поэтому из данных по α-распаду можно определять радиусы атомных ядер. Полученные таким путем радиусы оказываются на 20–30% больше найденных в опытах по рассеянию электронов. Это различие связано с тем, что в опытах с быстрыми электронами измеряется радиус распределения электрического заряда в ядре, а в α-распаде измеряется расстояние между ядром и α‑частицей, на котором перестают действовать ядерные силы.
    Наличие постоянной Планка в показателе экспоненты (2.6) объясняет сильную зависимость периода полураспада от энергии. Даже небольшое изменение энергии приводит к значительному изменению показателя экспоненты и тем самым к очень резкому изменению периода полураспада.

Поэтому энергии вылетающих α‑частиц сильно ограничены. Для тяжелых ядер α‑частицы с энергиями выше 9 МэВ вылетают практически мгновенно, а с энергиями ниже 4 МэВ живут в ядре так долго, что α-распад даже не удается зарегистрировать. Для редкоземельных α-радиоактивных ядер обе энергии снижаются за счет уменьшения радиуса ядра и высоты потенциального барьера.
На рис. 2.5 показана зависимость энергии α-распада изотопов Hf (Z = 72) от массового числа A в области массовых чисел A = 156–185. В таблице 2.1 приведены энергии α-распада, периоды полураспада и основные каналы распада изотопов ^156–185Hf. Видно как по мере увеличения массового числа A уменьшается энергия α-распада, что приводит к уменьшению вероятности α-распада и увеличению вероятности β-распада (таблица 2.1). Изотоп ¹⁷⁴Hf, являясь стабильным изотопом (в естественной смеси изотопов он составляет 0.16%), тем не менее распадается с периодом полураспада T_1/2 = 2·10¹⁵ лет с испусканием α‑частицы.

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

Таблица 2.1

Зависимость энергии α-распада Q_α, периода полураспада T_1/2,
различных мод распада изотопов H f (Z = 72) от массового числа A

Z	N	A	Q_α	T_1/2	Моды распада (%)
72	84	156	6.0350	23 мс	α (100)
72	85	157	5.8850	110 мс	α (86), е (14)
72	86	158	5. 4050	2.85 с	α (44.3), е (55.7)
72	87	159	5.2250	5.6 с	α (35), е (65)
72	88	160	4.9020	13.6 с	α (0.7), е (99.3)
72	89	161	4.6980	18.2 с	α (<0.13), е (>99.87)
72	90	162	4.4160	39.4 с	α (<8·10^-3), е (99.99)
72	91	163	4. 1280	40.0 с	α (<1·10^-4), е (100)
72	92	164	3.9240	111 с	е (100)
72	93	165	3.7790	76 с	е (100)
72	94	166	3.5460	6.77 мин	е (100)
72	95	167	3.4090	2.05 мин	е (100)
72	96	168	3. 2380	25.95 мин	е (100)
72	97	169	3.1450	3.24 мин	е (100)
72	98	170	2.9130	16.01 ч	е (100)
72	99	171	2.7390	12.1 ч	е (100)
72	100	172	2.7470	1.87 ч	е (100)
72	101	173	2. 5350	23.4 ч	е (100)
72	102	174	2.4960	2·10¹⁵ л	е (100)
72	103	175	2.4041	70 дн	е (100)
72	104	176	2.2580	стаб.
72	105	177	2.2423	стаб.
72	106	178	2. 0797	стаб.
72	107	179	1.8040	стаб.
72	108	180	1.2806	стаб.
72	109	181	1.1530	42.39 дн	β^— (100)
72	110	182	1.2140	8.9·10⁶ л	β^— (100)
72	111	183	0. 6850	1.07 ч	β^— (100)
72	112	184	0.4750	4.12 ч	β^— (100)
72	113	185	0.0150	3.5 мин	β^— (100)

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

_i = _f + .

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

= .

В результате возникает квантовомеханический центробежный барьер.

(2.7)

Точно так же, как в случае потенциального барьера, α-частица может пройти через центробежный барьер за счёт квантовомеханического туннелирования. Высота центробежного барьера, как правило, значительно ниже высоты кулоновского потенциального барьера. Однако, добавляясь к V_кул , он увеличивает результирующий барьер, через который туннелирует α-частица

V = V_кул + E_ц.б..

(2.8)

Изменение формы потенциального барьера за счет центробежной энергии незначительно главным образом из-за того, что центробежная энергия спадает с расстоянием значительно быстрее кулоновской (как 1/r², а не как 1/r). Однако, поскольку это изменение делится на постоянную Планка и попадает в показатель экспоненты, то при больших l, оно приводит к изменению времени жизни ядра.
В таблице 2.2 приведена рассчитанная проницаемость центробежного барьера B_l для α-частиц, вылетающих с орбитальным моментом l относительно проницаемости центробежного барьера B₀ для α-частиц, вылетающих с орбитальным моментом l = 0 для ядра с Z = 90, энергия α-частицы E_α = 4.5 МэВ. Видно, что с увеличением орбитального момента l, уносимого α-частицей, проницаемость квантовомеханического центробежного барьера резко падает.

Таблица 2.2

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

Орбитальный момент l	0	1	2	3	4	5	6
B_l/B₀	1	0. 84	0.60	0.36	0.18	0.078	0.028

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

Таблица 2.3

α-распады основного и изомерного состояний ¹⁵¹Ho

¹⁵¹Ho	Энергия, кэВ	Спин четность J^P	Период полураспада	Каналы распада, %
Основное состояние	0.0	(11/2)^–	35. 2 c	e, 78; α, 22
Изомерное состояние	0.40	(1/2)⁺	47.2 c	α, 80; e, 20

Таблица 2.4

α-распады основного и изомерного состояний ¹⁴⁹Tb

¹⁴⁹Tb	Энергия, кэВ	Спин четность J^P	Период полураспада	Каналы распада, %
Основное состояние	0.0	(1/2)⁺	4.2 ч	e, 83.3; α, 16.7
Изомерное состояние	35.8	(11/2)^–	4.2 мин	α, 99. 98; e, 0.02

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

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

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

Радиоактивные семейства

    Практически все тяжелые ядра Z > 83 имеют положительную энергию относительно α-распада, т.к. масса исходного ядра (A,Z) оказывается больше суммы масс α-частицы и образующегося в результате α-распада ядра (A-4,Z-2). Поэтому возможны цепочки последовательных α-распадов ядер.
    Наиболее тяжелые из встречающихся на Земле долгоживущих радиоактивных изотопов – это изотопы ²³⁵U, ²³⁸U и ²³²Th. Распадаясь эти изотопы образуют дочерние изотопы, которые также являются радиоактивными и распадаются в результате α- и β-распада пока не образуются стабильные изотопы ²⁰⁶Pb, ²⁰⁷Pb и ²⁰⁸Pb.
    Возможны 4 цепочки последовательных α-распадов, образующих 4 радиоактивных семейства с массовыми числами A равными соответственно 4n, 4n+1, 4n+2 и 4n+3, где n − целое число.
    Изотопы, образующиеся в результате радиоактивного распада ²³⁵U, ²³⁸U и ²³²Th, образуют 3 радиоактивные семейства. Массовые числа изотопов, входящих в каждое семейство, описываются соотношением 4n+C (таблица 2.5).

Таблица 2.5

Радиоактивные семейства

Семейство	Наиболее долгоживущий изотоп семейства	Период полураспада T_1/2	Конечный продукт распада семейства
A = 4n		1.4·10¹⁰ лет
A = 4n+1		2.2·10⁶ лет
A = 4n+2		4.5·10⁹ лет
A = 4n+3		7·10⁸ лет

Так как родоначальником семейства 4n+1 является изотоп ²³⁷Np, период полураспада которого гораздо меньше времени существования Земли (5·10⁹ лет), то практически оно полностью распалось. Семейство 4n+1 удалось обнаружить после того, как были открыты трансурановые элементы, распад которых приводил к образованию ²³⁷Np.
При распаде изотопов, входящих в состав радиоактивных семейств, основными каналами распада являются α-распад и β^—-распад. Однако наряду с этим в ряде случаев наблюдаются распады с испусканием более тяжелых фрагментов − изотопов ¹⁴C, ^24,26Ne, ²⁸Mg. Эти распады называются кластерной радиоактивностью. Вероятность кластерного распада как правило составляет 10^-12–10^-10% от вероятности α-распада.

Альфа-распад

Законы радиоактивного распада ядер

Центробежный и кулоновский барьеры

Альфа-распад

    Альфа-распад — распад атомных ядер, сопровождающийся испусканием альфа-частиц (ядер ⁴He).
    Часть изотопов могут самопроизвольно испускать альфа-частицы (испытывать альфа-распад), т.е. являются альфа-радиоактивными. Альфа-радиоактивность за редким исключением (например ⁸Be) не встречается среди легких и средних ядер. Подавляющее большинство альфа-радиоактивных изотопов (более 200) расположены в периодической системе в в области тяжелых ядер (Z > 83). Известно также около 20 альфа-радиоактивных изотопов среди редкоземельных элементов, кроме того, альфа-радиоактивность характерна для ядер, находящихся вблизи границы протонной стабильности. Это обусловлено тем, что альфа-распад связан с кулоновским отталкиванием, которое возрастает по мере увеличения размеров ядер быстрее (как Z² ), чем ядерные силы притяжения, которые растут линейно с ростом массового числа A.
    Ядро альфа-радиоактивно, если выполнено условие, являющееся следствием закона сохранения энергии

M(A,Z) >M(A-4,Z-2) + M_α,

(1)

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

Q_α = ( M(A,Z) — M(A-4,Z-2) — M_α ) с²,

(2)

которая называется энергией альфа-распада. Ядра могут испытывать альфа-распад также на возбужденные состояния конечных ядер и из возбужденных состояний начальных ядер. Поэтому соотношение для энергии альфа-распада (2) можно обобщить следующим образом

Q_α = ( M(A,Z) — M(A-4,Z-2) — M_α ) с² + — ,

(3)

где и — энергии возбуждения начального и конечного ядер соответственно. Альфа-частицы, возникающие в результате распада возбужденных состояний, получили название длиннопробежных. Для большинства ядер с A > 190 и для многих ядер с 150 < A < 190 условие (12) выполняется, однако далеко не все они считаются альфа-радиоактивными. Дело в том, что современные экспериментальные возможности не позволяют обнаружить альфа-радиоактивность для нуклидов с периодом полураспада большим, чем 10¹⁶ лет. Кроме того, часть “потенциально” альфа-радиоактивных ядер испытывают также бета-распад, который сильно конкурирует с альфа-распадом.
Основную часть энергии альфа-распада (около 98%) уносят альфа-частицы. Используя законы сохранения энергии и импульса для кинетической энергии альфа-частицы T_α можно получить соотношение

(4)

   Периоды полураспада известных альфа-радиоактивных нуклидов варьируются от 0. 298 мкс для ²¹²Po до >10¹⁵ лет для ¹⁴⁴Nd, ¹⁷⁴Hf… Энергия альфа-частиц, испускаемых тяжелыми ядрами из основных состояний, составляет 4 — 9 МэВ, ядрами редкоземельных элементов 2 — 4.5 МэВ.
    Важным свойством альфа-распада является то, что при небольшом изменении энергии альфа-частиц периоды полураспада меняются на многие порядки. Так у ²³²Th Q_α = 4.08 МэВ, T_1/2 = 1.41·10¹⁰ лет, а у ²¹⁸Th Q_α = 9.85 МэВ, T_1/2 = 10 мкс. Изменению энергии в 2 раза соответствует изменение в периоде полураспада на 24 порядка.
    Для четно-четных изотопов одного элемента зависимость периода полураспада от энергии альфа-распада хорошо описывается эмпирическим законом Гейгера — Неттола

lg T_1/2 = A + B/(Q_α)^1/2,

(5)

где A и B — константы слабо зависящие от Z. С учетом заряда дочернего ядра Z связь между периодом полураспада T_1/2 и энергией альфа-распада Q_α может быть представлено в виде (B.A. Brown, Phys. Rev. c46, 811 (1992))

lg T_1/2 = 9.54Z^0.6/(Q_α)^1/2 — 51.37,

(6)

где T_1/2 в сек, Q_α в МэВ. На рис. 1 показаны экспериментальные значения периодов полураспада для 119 альфа-радиоактивных четно-четных ядер (Z от 74 до 106) и их описание с помощью соотношения (6).

Рис. 1.

Для нечетно-четных, четно-нечетных и нечетно-нечетных ядер общая тенденция сохраняется, но их периоды полураспада в 2 — 1000 раз больше, чем для четно-четных ядер с данными Z и Q_α.
    Основные особенности альфа-распада, в частности сильную зависимость вероятности альфа-распада от энергии удалось в 1928 г. объяснить Г. Гамову и независимо от него Р. Герни и Э. Кондону. Ими было показано, что вероятность альфа-распада в основном определяется вероятностью прохождения альфа-частицы сквозь потенциальный барьер.
    Рассмотрим простую модель альфа-распада. Предполагается, что альфа-частица движется в сферической области радиуса R, где R — радиус ядра. Т.е. в этой модели предполагается, что альфа-частица постоянно существует в ядре.
    Вероятность альфа-распада равна произведению вероятности найти альфа-частицу на границе ядра f на вероятность ee прохождения через потенциальный барьер D (прозрачность барьера)

λ = fD = ln2/T_1/2.

(7)

Можно отожествить f с числом соударений в единицу времени, которые испытывает альфа-частица о внутренние границы барьера, тогда

(8)

где v, T_a, _a — скорость внутри ядра, кинетическая энергия и приведенная масса альфа-частицы, V₀ — ядерный потенциал. Подставив в выражение (8) V₀ = 35 МэВ, T_a = 5 МэВ, получим для ядер с A 200, f 10²¹ с^-1.
Hа рис.2 показана зависимость потенциальной энергии между альфа-частицей и остаточным ядром от расстояния между их центрами. Кулоновский потенциал обрезается на расстоянии R, которое приблизительно равно радиусу остаточного ядра. Высота кулоновского барьера B_k определяется соотношением

МэВ

(9)

Здесь Z и z — заряды (в единицах заряда электрона e) остаточного ядра и альфа-частицы соответственно. Например для ²³⁸U B_k30 МэВ.

Можно выделить три области.

r < R — сферическая потенциальная яма глубиной V. В классической механике альфа-частица с кинетической энергией T_a+ V₀ может двигаться в этой области, но не способна ее покинуть. В этой области существенно сильное взаимодействие между альфа-частицей и остаточным ядром.
R < r < r_e— область потенциального барьера, в которой потенциальная энергия больше энергии альфа-частицы, т.е. это область запрещенная для классической частицы.
r > r_e — область вне потенциального барьера. В квантовой механике возможно прохождение альфа-частицы сквозь барьер (туннелирование), однако вероятность этого весьма мала.

Рис. 5

(Аналогично влияние кулоновского барьера и в случае ядерной реакции, когда альфа-частица подлетает к ядру. Если ее энергия меньше высоты кулоновского барьера, она скорее всего рассеется кулоновским полем ядра, не проникнув в него и не вызвав ядерной реакции. Вероятность таких подбарьерных реакций очень мала.)

Квантово-механическое решение задачи о прохождении частицы через потенциальный барьер дает для вероятности прохождения (коэффициента прозрачности барьера) D

(10)

где μ_α— приведенная масса, T_α — энергия α-частицы. В приближении T_α << B_k, где B_k — высота кулоновского барьера (предполагается, что барьер чисто кулоновский) описывается соотношением

(11)

Рассчитанные по формулам (7), (8) и (11) периоды полураспада правильно передают важнейшую закономерность альфа-распада — сильную зависимость периода полураспада T_1/2 от энергии альфа-частиц T_α (энергии альфа-распада Q_α T_α ). При изменении периодов полураспада более чем на 20 порядков отличия экспериментальных значений от расчетных всего 1-2 порядка. Конечно, такие расхождения все же довольно велики. Где их источник и как надо усовершенствовать теорию, чтобы эти расхождения с экспериментом уменьшить? Какие факторы должны быть дополнительно учтены?

Приведенные выше формулы описывают эмиссию альфа-частиц с нулевым орбитальным моментом l. Однако возможен распад и с ненулевым орбитальным моментом, более того, в ряде случаев распад с l = 0 запрещен законами сохранения. В этом случае к кулоновскому V_k(r) добавляется центробежный потенциал V_ц(r)
V(r) = V_k (r) + V_ц (r),
(12)
(13)
Хотя высота центробежного барьера для тяжелых ядер при l = 8 составляет всего около 10% от высоты кулоновского барьера и центробежный потенциал спадает быстрее, чем кулоновский, эффект вполне ощутим и для больших l может приводить к подавлению альфа-распада более, чем на 2 порядка.
Результаты расчетов прозрачности барьера весьма чувствительны к средним радиусам ядер R. Так изменение R всего на 4% приводит к изменению T_1/2 в 5 раз. Между тем, ядра с A > 230 могут быть сильно деформированы, что приводит к тому, что альфа-частицы охотнее вылетают вдоль большой оси эллипсоида, а средняя вероятность вылета отличается от таковой для сферического ядра. Большую чувствительность периодов полураспада от радиусов можно использовать, определяя радиусы ядер по экспериментальным значениям периодов полураспада.
Выше никак не учитывалась структура состояний начального и конечного ядер и тесно связанная с этим проблема образования альфа-частицы в ядре, вероятность которой молчаливо полагалась равной 1. Для четно-четных ядер это приближение довольно хорошо описывает эксперимент. Однако, если перестройка структуры исходных ядер в конечные заметно затруднена, то необходимые для учета этих эффектов модификации предэкспоненциального множителя f, могут приводить к изменению расчетных значений приблизительно на два порядка.

См. также
С.Г.Кадменский. Радиоактивность атомных ядер: история, результаты, новейшие достижения
С.Д. Кургалин. Кластерный распад — новое явление ядерной физики
С.Г.Кадменский. Кластеры в ядрах

18.06.14

Задачи

Альфа-распад — wikidoc

Альфа-распад

Альфа-распад — это тип радиоактивного распада, при котором атомное ядро испускает альфа-частицу (два протона и два нейтрона). связаны вместе в частицу, идентичную ядру гелия) и превращается (или «распадается») в атом с массовым числом на 4 меньше и атомным номером на 2 меньше. {38}_{9{234}\hbox{Th}\;+\;\альфа. (Вторая форма предпочтительнее, потому что первая форма кажется электрически несбалансированной. По сути, ядро отдачи очень быстро лишается двух электронов, чтобы нейтрализовать ионизированный катион гелия.)

Альфа-частица такая же, как ядро гелия-4, и массовое число, и атомный номер одинаковы. Альфа-распад — это форма ядерного деления, при которой родительский атом распадается на два дочерних продукта. Альфа-распад — это, по сути, процесс квантового туннелирования. В отличие от бета-распада, альфа-распад управляется сильным ядерным взаимодействием.

Альфа-частицы имеют типичную кинетическую энергию 5 МэВ (что составляет ≈0,13% их полной энергии, т.е. 110 ТДж/кг) и скорость 15 000 км/с. Это соответствует скорости около 0,05с. Из-за их относительно большой массы, заряда +2 и относительно низкой скорости они, скорее всего, будут взаимодействовать с другими атомами и терять свою энергию, поэтому их поступательное движение эффективно останавливается в пределах нескольких сантиметров от воздуха.

File:Alphaspectrometer.jpg

Альфа-источник под детектором излучения

Большая часть гелия, производимого на Земле, получается в результате альфа-распада подземных месторождений минералов, содержащих уран или торий. Гелий доставляется на поверхность как побочный продукт добычи природного газа.

Содержание

1 История
2 использования
3 Токсичность
4 См. также
5 Каталожные номера

История

К 1928 году Джордж Гамов решил теорию альфа-распада посредством туннелирования. Альфа-частица захвачена ядром в потенциальной яме. Классически ему запрещено убегать, но, согласно недавно открытым принципам квантовой механики, у него есть крошечная (но ненулевая) вероятность «туннелирования» через барьер и появления на другой стороне, чтобы избежать ядра.

Применение

Америций-241, альфа-излучатель, используется в детекторах дыма. Альфа-частицы ионизируют воздух между собой небольшой щелью. Через этот ионизированный воздух проходит небольшой ток. Частицы дыма от пожара, попадающие в воздушный зазор, уменьшают ток, вызывая тревогу.

Альфа-распад может обеспечить безопасный источник питания для радиоизотопных термоэлектрических генераторов, используемых для космических зондов и искусственных кардиостимуляторов. От альфа-распада гораздо легче защититься, чем от других форм радиоактивного распада. Например, для плутония-238 требуется всего 2,5 мм свинцового экрана для защиты от нежелательного излучения.

Статические нейтрализаторы обычно используют полоний-210, альфа-излучатель, для ионизации воздуха, что позволяет быстрее рассеять «статический заряд».

Токсичность

Будучи относительно тяжелыми и положительно заряженными, альфа-частицы обычно имеют очень короткую длину свободного пробега и быстро теряют кинетическую энергию на небольшом расстоянии от источника. Это приводит к выделению нескольких МэВ в относительно небольшом объеме материала. Это увеличивает вероятность повреждения клеток в случае внутреннего загрязнения. В целом внешнее альфа-излучение не представляет опасности, поскольку альфа-частицы эффективно экранируются несколькими сантиметрами воздуха, листом бумаги или тонким слоем омертвевших клеток кожи. Даже прикосновение к альфа-источнику обычно безвредно, хотя многие альфа-источники также сопровождаются бета-излучающими радиодочерьми, а альфа-излучение также сопровождается излучением гамма-фотонов. Если вещества, испускающие альфа-частицы, проглатываются, вдыхаются, инъецируются или вводятся через кожу, это может привести к измеримой дозе.

Относительная биологическая эффективность (ОБЭ) является мерой того факта, что альфа-излучение более эффективно вызывает определенные биологические эффекты, в частности рак или гибель клеток, по сравнению с фотонным или бета-излучением при эквивалентном радиационном воздействии. Обычно это связано с высокой линейной передачей энергии (ЛПЭ), которая составляет примерно одну ионизацию химической связи на каждый ангстрем пути альфа-частицы. ОБЭ было установлено на уровне 20 для альфа-излучения различными государственными постановлениями. ОБЭ устанавливается равным 10 для нейтронного облучения и равным 1 для бета-излучения и ионизирующего фотонного излучения.

Однако другим компонентом альфа-излучения является отдача родительского ядра из-за сохранения импульса, требующая отдачи родительского ядра, очень похожей на «удар» приклада винтовки, когда пуля летит в противоположном направлении. Это дает значительное количество энергии ядру отдачи, которое также вызывает ионизационное повреждение. Полную энергию ядра отдачи легко вычислить, и она примерно равна весу альфа (4 а.е.м.), деленному на вес родителя (обычно около 200 а.е.м.), умноженному на общую энергию альфа. По некоторым оценкам, это может быть причиной большей части внутренних радиационных повреждений, поскольку ядра отдачи обычно представляют собой тяжелые металлы, которые предпочтительно накапливаются на хромосомах. В некоторых исследованиях ^[2] , это привело к тому, что RBE приблизился к 1000 вместо значения, используемого в правительственных постановлениях.

Наибольший естественный вклад в дозу облучения населения вносит радон, встречающийся в природе радиоактивный газ, содержащийся в почве и горных породах ^[3] . При вдыхании газа часть частиц радона может прикрепиться к внутренней оболочке легких. Эти частицы продолжают распадаться, испуская альфа-частицы, которые могут повредить клетки легочной ткани. ^[4] . Смерть Марии Кюри в возрасте 66 лет от лейкемии, вероятно, была вызвана длительным воздействием высоких доз ионизирующего излучения. Кюри много работал с радием, который распадается на радон 9.0017 [5] , а также другие радиоактивные материалы, испускающие бета- и гамма-лучи.

Убийство российского диссидента Александра Литвиненко в 2006 году, как полагают, было вызвано отравлением полонием-210, альфа-излучателем.

См. также

Бета-распад

Ссылки

↑ Сухоцкий, Джон. Концептуальная химия , 2007. Стр. 119.
↑ Winters-TH, Franza-JR, Радиоактивность в сигаретном дыму, Медицинский журнал Новой Англии, 1982; 306(6): 364-365
↑ ANS : Общедоступная информация : Ресурсы : Таблица доз радиации
↑ Информация о радиации EPA: радон. 6 октября 2006 г., [1], по состоянию на 6 декабря 2006 г.
↑ Health Physics Society, «Мария Кюри умерла от переоблучения?» [2]

Альфа-излучатели за счет увеличения энергии (приложение 1) Шаблон:Ядерные процессы

bg:Альфа разпад да: Альфахенфальд эль: Διάσπαση άλφα eu: Альфа-дезинтеграция fa:واپاشی آلفا ko:알파 붕괴 id: Пелурухан Альфа это: Альфасундрун это: декадименто альфа он: קרינת אלפא lv: Альфа сабрукшана hu: Альфа-резецкий мс: перепутан альфа ск:Альфа розпад sl:Разпад альфа sr: Альфа-распад ш:Альфа Распад fi:Alfahajoaminen sv: Альфасондерфолл та: அல்ஃபா சிதைவு

Шаблон:WH Шаблон:WS

Альфа-распад — Энциклопедия Нового Света

Альфа-распад — это тип радиоактивного распада, при котором атомное ядро испускает альфа-частицу . Альфа-частица (или α-частица, названная по первой букве греческого алфавита) состоит из двух связанных вместе протонов и двух нейтронов. Он идентичен ядру атома гелия и поэтому может быть записан как He ²⁺ или ⁴ ₂ He.

Альфа-распад — это форма ядерного деления, при которой родительский атом распадается на два дочерних продукта. Когда атомное ядро испускает альфа-частицу, атом распадается (превращается) в другой атом с массовым числом, меньшим на 4, и атомным номером, меньшим на 2. Например, альфа-распад атомов радия превращает их в атомы радона, выделяющиеся в виде газа. Кроме того, большая часть гелия, производимого на Земле, происходит в результате альфа-распада подземных месторождений минералов, содержащих уран или торий. Гелий доставляется на поверхность как побочный продукт добычи природного газа.

Радиоизотопы, излучающие альфа-частицы, используются в качестве безопасных источников питания для определенных типов генераторов в космических зондах и искусственных кардиостимуляторах. Изотоп америций-241 является излучателем альфа-частиц и используется в некоторых типах детекторов дыма.

Содержание

1 Пример альфа-распада
2 Теоретическое объяснение
3 Свойства альфа-частиц
4 варианта использования
5 Токсичность
6 Примечания
7 Каталожные номера
8 Внешние ссылки
9 кредитов

Альфа-распад.

Альфа-излучение, внешнее по отношению к телу, как правило, не представляет опасности, поскольку его частицы поглощаются несколькими сантиметрами воздуха или тонким слоем мертвых клеток на коже. Однако, если альфа-излучающее вещество попадает в организм при приеме внутрь, вдыхании или другими путями, некоторые внутренние ткани организма получают высокую дозу ионизирующего излучения, вызывая значительные повреждения. 9{234}{\hbox{Th}}\;+\;\alpha .}

Вторая форма предпочтительнее, поскольку первая выглядит электрически несбалансированной. По сути, отталкивающееся ядро тория быстро лишается двух электронов, которые могут нейтрализовать альфа-частицу (катион гелия). Альтернативно, альфа-частицы могут извлекать электроны из атомов в ближайшем окружении, ионизируя эти атомы.

Теоретическое объяснение

С классической точки зрения альфа-частица не имеет достаточно энергии, чтобы покинуть ядро. (Говорят, что он попал в «потенциальную яму» или энергетический минимум. ) К 1928 мая Джордж Гамов разгадал тайну альфа-распада с помощью теории, известной как «квантовое туннелирование». Применяя принципы квантовой механики, Гамов показал, что альфа-частица имеет крошечную (но не нулевую) вероятность «туннелирования» через энергетический барьер и вылета из ядра.

В отличие от бета-распада, альфа-распад управляется сильным ядерным взаимодействием, удерживающим вместе протоны и нейтроны. Испускание альфа-частицы иногда оставляет атомное ядро в возбужденном (более высокоэнергетическом) состоянии. Чтобы удалить избыточную энергию, ядро может испускать гамма-лучи.

Свойства альфа-частиц

Альфа-частицы представляют собой сильно ионизирующую форму излучения частиц, но обладают низкой проникающей способностью. Их легко остановить листом бумаги.

При испускании альфа-частицы атомная масса элемента уменьшается примерно на 4,0015 u из-за потери 2 нейтронов и 2 протонов. Атомный номер атома уменьшается на 2 в результате потери 2 протонов; атом становится новым элементом. Примером этого является превращение радия в газообразный радон из-за альфа-распада.

Альфа-частица отклоняется магнитным полем.

Альфа-излучение состоит из ядер гелия-4 и легко останавливается листом бумаги. Бета-излучение, состоящее из электронов, останавливается алюминиевой пластиной. Гамма-излучение в конечном итоге поглощается, когда оно проникает в плотный материал.

Масса альфа-частицы составляет 6,644656×10 ^-27 кг, что эквивалентно энергии 3,72738 ГэВ. Заряд альфа-частицы равен +2е, где е — величина заряда электрона.

Кинетическая энергия альфа-частиц варьируется, при этом частицы с более высокой энергией испускаются более крупными ядрами. Большинство альфа-частиц имеют кинетическую энергию в диапазоне от 3 до 7 МэВ, что является значительным количеством энергии для одной частицы. Однако их большая масса означает, что альфа-частицы имеют более низкую скорость (при типичной кинетической энергии 5 МэВ скорость составляет 15 000 км/с), чем любой другой распространенный тип излучения (например, β-частицы, γ-лучи или нейтроны).

Альфа-частицы имеют типичную кинетическую энергию 5 МэВ (что составляет ≈0,13% их полной энергии, т.е. 110 ТДж/кг) и скорость 15 000 км/с. Это соответствует скорости около 0,05 с, где с — скорость света в вакууме. Из-за их относительно большой массы, заряда +2 и относительно низкой скорости они, скорее всего, будут взаимодействовать с другими атомами и терять свою энергию, поэтому они эффективно поглощаются в пределах нескольких сантиметров от воздуха.

Из-за своего заряда и большой массы альфа-частицы легко поглощаются материалами и могут перемещаться по воздуху всего на несколько сантиметров. Они могут поглощаться папиросной бумагой или внешними слоями кожи человека (около 40 микрометров, что эквивалентно глубине в несколько клеток) и, как правило, не опасны для жизни, если источник не проглатывается или не вдыхается. Однако из-за этой большой массы и сильного поглощения альфа-излучение, если оно действительно попадает в организм (чаще всего из-за вдыхания или проглатывания радиоактивного материала), является наиболее разрушительной формой ионизирующего излучения. Он является наиболее сильно ионизирующим и при достаточно больших дозах может вызвать любой или все симптомы радиационного отравления. Подсчитано, что повреждение хромосом альфа-частицами примерно в 100 раз больше, чем повреждение, вызванное эквивалентным количеством другого излучения. Предполагается, что альфа-излучатель полоний-210 играет роль в развитии рака легких и мочевого пузыря, связанного с курением табака.

Поскольку альфа-частицы встречаются в природе, но могут иметь энергию, достаточную для участия в ядерной реакции, их изучение привело к ранним знаниям в области ядерной физики. Физик Эрнест Резерфорд, как известно, использовал альфа-частицы, чтобы сделать вывод, что модель атома со сливовым пудингом Дж. Дж. Томсона в корне ошибочна. Знаменитый эксперимент Резерфорда с золотой фольгой был проведен его учениками Гансом Гейгером и Эрнестом Марсденом. Был создан узкий пучок альфа-частиц, проходящий через очень тонкую (толщиной всего несколько сотен атомов) золотую фольгу. Альфа-частицы были обнаружены с помощью экрана из сульфида цинка, который испускает вспышку света при столкновении альфа-частиц. Резерфорд предположил, что, если предположить, что модель атома «сливовый пудинг» верна, положительно заряженные альфа-частицы будут лишь слегка отклоняться, если вообще будут отклоняться предсказанным рассеянным положительным зарядом. Было обнаружено, что некоторые альфа-частицы отклоняются на гораздо большие углы, чем ожидалось, а некоторые даже отскакивают назад. Хотя большинство альфа-частиц прошло прямо, как и ожидалось, Резерфорд заметил, что несколько отклонившихся частиц были сродни выстрелу пятнадцатидюймовой скорлупой в папиросную бумагу только для того, чтобы она отскочила, опять же предполагая, что теория «сливового пудинга» была верна. Вскоре было установлено, что положительный заряд атома концентрируется в небольшой области в центре атома, что делает положительный заряд достаточно плотным, чтобы отклонять любые положительно заряженные альфа-частицы, которые случайно приблизились к тому, что позже было названо ядром. (в то время не было известно, что альфа-частицы сами по себе являются ядрами, а также не было известно о существовании протонов или нейтронов). Эксперимент Резерфорда впоследствии привел к модели Бора, а затем и к современной волновой механической модели атома.

Работа Резерфорда также улучшила предыдущие измерения отношения массы альфа-частицы к заряду, что позволило ему сделать вывод, что альфа-частицы были ядрами гелия. ^[1]

В компьютерных технологиях в 1978 году «мягкие ошибки» были связаны с альфа-частицами в чипах Intel DRAM (динамическая оперативная память). Открытие привело к строгому контролю радиоактивных элементов в упаковке полупроводниковых материалов, и проблема в значительной степени считалась «решенной».

Применение

Изотоп америций-241 испускает альфа-частицы, и это свойство используется в некоторых типах детекторов дыма. Альфа-частицы ионизируют молекулы воздуха в узком зазоре, создавая небольшой ток. Этот ток может быть легко прерван частицами дыма.

Токсичность

Обычно внешнее альфа-излучение не представляет опасности, поскольку альфа-частицы полностью поглощаются несколькими сантиметрами воздуха. Даже прикосновение к альфа-источнику обычно безвредно; тонкий слой мертвых клеток на коже поглотит их. Однако если вещество, излучающее альфа-частицы, каким-либо образом попадает в организм (например, при приеме внутрь, вдыхании, инъекции или проникновении осколков), часть тканей организма подвергается воздействию высокой дозы ионизирующего излучения. В таких случаях альфа-излучение вызывает значительное повреждение клеток.

Радон — природный радиоактивный газ, содержащийся в почве, горных породах и иногда в грунтовых водах. При вдыхании газообразного радона некоторые частицы радона прилипают к внутренней оболочке легких. Оставшиеся частицы со временем продолжают распадаться, испуская альфа-частицы, которые могут повредить клетки легочной ткани. ^[2]

Как отмечалось выше, некоторые типы детекторов дыма содержат небольшое количество альфа-излучателя америция-241. Этот изотоп чрезвычайно опасен при вдыхании или проглатывании, но опасность минимальна, если источник остается закрытым. Многие муниципалитеты разработали программы по сбору и утилизации старых детекторов дыма, вместо того, чтобы выбрасывать их в общий поток отходов.

Смерть Марии Кюри от лейкемии в возрасте 66 лет, вероятно, была вызвана длительным воздействием высоких доз ионизирующего излучения. ^[3] Кюри много работал с радием, который распадается на радон, наряду с другими радиоактивными материалами, испускающими бета- и гамма-лучи. Считается, что убийство российского диссидента Александра Литвиненко в 2006 году было вызвано отравлением альфа-излучателем полонием-210.

Примечания

↑ Александр Хеллеманс и Брайан Х. Банч, Расписания науки: хронология наиболее важных людей и событий в истории науки (Нью-Йорк: Саймон и Шустер, 1988). ISBN 0671621300
↑ Агентство по охране окружающей среды США, Радионуклиды (включая радон, радий и уран). Проверено 23 октября 2007 г.
↑ Health Physics Society, Мария Кюри умерла от переоблучения? Проверено 23 октября 2007 г.

Ссылки

Ссылки ISBN поддерживают NWE за счет реферальных сборов

Крейн, Кеннет С. и Дэвид Холлидей. 1988. Введение в ядерную физику. Нью-Йорк: Уайли. ISBN 047180553X
Мартин, Брайан. 2006. Ядерная физика и физика элементарных частиц: введение . Хобокен, Нью-Джерси: Wiley. ISBN 0470025328
Poenaru, DN 1996. Режимы ядерного распада. Филадельфия: Институт физики. ISBN 0750303387
Зайден, Авраам. 2004. Физика элементарных частиц: всестороннее введение . Сан-Франциско: Аддисон Уэсли. ISBN 0805387366
Типлер, Пол и Ральф Ллевеллин. 2002. Современная физика, 4-е изд. Нью-Йорк: WH Фримен. ISBN 0-7167-4345-0
Тернер, Джеймс Э. 1995. Атомы, радиация и радиационная защита, , 2-е изд. Нью-Йорк: Уайли. ISBN 0471595810

Внешние ссылки

Все ссылки получены 17 мая 2021 г.

Альфа-распад. Лаборатория Джефферсона.

Авторы

Энциклопедия Нового Света автора и редактора переписали и дополнили Википедия статья в соответствии со стандартами New World Encyclopedia . Эта статья соответствует условиям лицензии Creative Commons CC-by-sa 3.0 (CC-by-sa), которая может использоваться и распространяться с надлежащим указанием авторства. Упоминание должно осуществляться в соответствии с условиями этой лицензии, которая может ссылаться как на авторов New World Encyclopedia , так и на самоотверженных добровольных участников Фонда Викимедиа.

Альфа-распад