36.6. Закономерности -распада

При -распаде материнского ядра образуется дочернее ядро с зарядом Z–r и массовым числом A – 4, а также -частица, т.е. ядро атома гелия:

.

Дочернее ядро, как правило, оказывается в возбужденном состоянии и спустя время t10^–8...10^–15 с переходит в основное состояние, испустив -квант.

-распад наблюдается у тяжелых ядер (Z > 82). Внутри таких ядер обособляются группы нуклонов, состоящие из двух протонов и двух нейтронов, которые далее могут покинуть ядро. Потенциальная энергия взаимодействия -частицы и ядра имеет вид, показанный на рис. 36.3. При r<R, где R — радиус действия ядерных сил, энергия взаимодействия -частицы и ядра имеет характер притяжения. При r > R притяжение сменяется кулоновским отталкиванием.

Рис. 36.37

Было установлено, что при бомбардировке ядер урана -частицами с энергией W=8 МэВ, они упруго «отражаются» от ядер за счет кулоновских сил отталкивания. Это позволяет утверждать, что высота потенциального барьера во всяком случае больше, чем 8 МэВ. Однако эксперименты показывают, что -частицы, возникающие при распаде ядер урана, имеют энергию 4 МэВ и, следовательно, по классической физике не могут преодолеть потенциальный барьер высотой W_по. Однако согласно квантовой механике, имеется отличная от нуля вероятность того, что -частица просочится через потенциальный барьер, т.е. покинет пределы ядра, даже если ее энергия меньше высоты потенциального барьера. Такой процесс возможен за счет туннельного эффекта, рассмотренного в §  30.7. Теория -распада, в основу которой положен туннельный эффект (Д. Гамов, 1928 г.) приводит к результатам, хорошо согласующимся с опытом.

36.7. Закономерности -распада

Существуют три вида -распада: электронный (^–), позитронный (⁺) и K-захват. В первом случае из ядра вылетает электрон, во втором — позитрон, а при K-захвате ядро поглощает одни из электронов K-оболочки.

Первоначально предполагалось, что ^–-распад протекает по схеме

,

(36.13)

которая объяснялась распадом одного из нейтронов внутри ядра с образованием протона и электрона:

,

(36.14)

Однако такое объяснение имеет ряд затруднений.

1. В реакции (36.14) нарушается закон сохранения спина. В самом деле, спины всех трех частиц в этой реакции одинаковы (S=1/2), поэтому 1/2=1/2+1/2, что невозможно.

2. Энергия электронов должна быть строго определенной (рис. 36.4, а), поскольку строго определенными являются энергии нейтрона и протона:

,

(36.15)

Рис. 36.37

Между тем, опыт показывает, что при ^–-распаде энергии электронов изменяются в широких пределах (рис. 36.4, б): от нуля до некоторого максимального значения, вычисляемого по формуле (36.15).

3. Измеренная с помощью прямых калориметрических опытов суммарная энергия электронов оказалась меньше, чем ее значение, вычисленное с помощью (36.15). В связи с этим Н. Бор даже высказал предположение о возможном нарушении закона сохранения энергии в элементарных процессах.

Эти затруднения были преодолены в 1934 г., когда В. Паули высказал гипотезу о том, что при -распаде из ядра одновременно вылетают две частицы — электрон и нейтрино.

Нейтрино имеет нулевой заряд, спин 1/2ћ и весьма малую (вероятно, нулевую) массу покоя. Эта частица может принимать участие только в слабых взаимодействиях (см. §  37.1) и поэтому характеризуется высокой проникающей способностью. Например, нейтрино с энергией 1 МэВ может пройти слой свинца толщиной 10¹⁸ м. Тем не менее, эта частица была зарегистрирована в 1951 г. в опытах с использованием потоков нейтрино большой интенсивности, возникающих вблизи ядерных реакторов.

Впоследствии выяснилось, что при -распаде возникают нейтрино двух типов: при ⁺-распаде — нейтрино (обозначается ), а при ^–-распаде — антинейтрино ( ). Эти частицы отличаются ориентацией спина по отношению к импульсу: у нейтрино спин и импульс ориентированы в противоположные стороны, а у антинейтрино — в одну и ту же сторону.

В современной трактовке ^–-распад протекает по схеме:

(36.16)

Эта реакция идет с соблюдением закона сохранения спина: 1/2=1/2+1/2-1/2.

Сплошной энергетический спектр электронов объясняется тем, что энергия (формула (36.15)) случайным образом перераспределяется между антинейтрино и электроном. В опытах по измерению суммарной энергии, выделяющейся в -радиоактивном источнике, происходит лишь кажущееся нарушение закона сохранения энергии, поскольку часть энергии уносится из калориметра нейтрино, которые не регистрируются в этих опытах.

Таким образом, с учетом нейтрино все отмеченные трудности снимаются.

При ^–-распаде в ядре происходит распад протона с образованием нейтрона, позитрона и нейтрино:

(36.17)

Позитрон является античастицей по отношению к электрону. Эти частицы имеют одинаковую массу и спин, но отличаются знаком заряда.

Распад протона по схеме (36.17) возможен лишь в том случае, если он находится внутри ядра, где заимствует недостающую энергию у других нуклонов. Поскольку масса протона меньше массы нейтрона, то для свободного протона процесс распада по схеме (36.17) невозможен, поскольку при этом нарушался бы закон сохранения энергии.

Третий тип -распада (K-захват) заключается в том, что ядро поглощает один из электронов K-оболочки, в результате один из протонов ядра превращается в нейтрон, испуская при этом нейтрино:

.

Лекція 50.

Ефект Мессбауера. Ядернi реакцiї. Подiл ядер. Ланцюгова реакцiя подiлу. Ядерний реактор. Термоядернi реакцiї синтезу. Дозиметрiя.

36.8. -излучение. Эффект Мессбауэра

В результате - или -распада дочернее ядро оказывается в возбужденном состоянии и спустя некоторое время (10^–13...10^–14 с) отдает избыток своей энергии в виде -кванта.

При радиоактивных распадах различных ядер длины волн -излучения расположены в интервале 10^–2...210^–4 нм, т.е. это излучение является настолько коротковолновым, что его волновые свойства практически не проявляются. Здесь на первый план выступают его корпускулярные свойства, поэтому -излучение рассматривается как поток частиц — -квантов.

Исследования показали, что спектр -излучения, т.е. распределение ‑квантов по энергиям, является линейчатым. Тем самым подтверждается, что ядро имеет дискретный набор энергетических уровней. В таком случае для -излучения, как и для атомных спектров, расположенных в оптическом диапазоне, должно наблюдаться явление резонансного поглощения ‑квантов. Это означает, что энергии -кванта, испущенного каким-либо ядром, должно быть достаточно для перевода другого точно такого же ядра в возбужденное состояние. Однако резонансного поглощения -квантов долгое время не удавалось наблюдать.

Рассмотрим подробнее процессы излучения и поглощения -квантов, основываясь на законах сохранения энергии и импульса.

При излучении -кванта следует учесть, что энергия возбуждения ядра W_n–W_m расходуется не только на излучение фотона с энергией h_изл, но и частично уходит на сообщение ядру энергии отдачи:

,

(36.18)

Аналогично, при поглощении энергия фотона h_погл расходуется не только на перевод ядра с уровня энергии W_m на уровень W_n, но и на сообщение энергии отдачи:

,

(36.19)

Из соотношений (36.18) и (36.19) следует

,

(36.20)

т.е. _изл_погл. Другими словами, резонансного поглощения нет, поскольку линии излучения и поглощения -спектра сдвинуты друг относительно друга на величину 2W_отд/h (рис. 36.5).

Рис. 36.37

В 1958 г. Р. Мессбауэр установил, что резонансное поглощение -квантов можно наблюдать, если -радиоактивные ядра внедрены в решетку кристалла, находящегося при низкой температуре (эффект Мессбауэра). В этом случае ядро «закреплено» в кристалле, поэтому можно считать, что энергию отдачи воспринимает не само ядро, а весь кристалл в целом. Поскольку масса кристалла значительно больше массы ядра, то энергией отдачи можно пренебречь. В самом деле, из закона сохранения импульса следует, что импульс -кванта равен импульсу ядра, поэтому энергия отдачи ядра

.

Если -радиоактивное ядро находится в кристалле, то вместо массы ядра следует взять массу кристалла M_кр, поэтому

.

Поскольку M_кр>>M_яд, то , т.е. энергией отдачи кристалла можно пренебречь. В связи с этим

погл=изл,

(36.21)

т.е. наблюдается резонансное поглощение -квантов.

Линии излучения и поглощения и мессбауэровских -спектров наблюдается в виде очень острых пиков, что позволяет измерять энергии (частоты) с относительной погрешностью 10^–15...10^–17. Тем самым эффект Мессбауэра может служить тончайшим «инструментом» для различного рода измерений во многих областях науки и техники.