36. Виды ионизирующего излучения

Реакции под действием α-частиц

Естественно, что под действием α-частиц α-радиоактивных ядер можно было изучать ядерные реакции только на легких ядрах (см. рисунок 4.7), т.к. тяжелые ядра имеют высокий кулоновский барьер ((B_K)_α ≈ 25 МэВ), величина которого значительно превышает кинетическую энергию даже наиболее энергичных α-частиц (T_α(ThC) = 8.95 МэВ).

При изучении реакций (α,b) были получены первые сведения о строении ядра . Используя естественные α-излучатели, физики установили некоторые закономерности протекания ядерных реакций, на которых построена, например, модель составного ядра. Кроме первой реакции ₇N¹⁴(α,p)₈O¹⁷ был открыт ряд реакций, имеющих большое значение для развития ядерной физики. К ним относятся прежде всего реакции (α,n). При бомбардировке бериллия α-частицами в реакции ₄Be⁹(α,n)₆C¹² были получены самые удобные снаряды для бомбардировки ядер – нейтроны. До настоящего времени реакции (α,n) используют в качестве лабораторных источников нейтронов.

Большинство реакций (α,n) заканчивается возникновением нестабильных изотопов с позитронной активностью. В этих реакциях получают некоторые искусственные радиоизотопы.

Высота потенциального барьера ядер для протонов в два раза меньше, чем для α-частиц. Вследствие этого ядерные превращения с протонами идут при более низких энергиях. Однако в природе нет излучателей протонов. Поэтому протонные снаряды необходимой энергии получают только в ускорителях заряженных частиц.

Протоны ускорялись в линейном ускорителе до энергий 700 кэВ. Изотоп ₃Li⁷ под действием протонов расщеплялся на две α-частицы. Реакция ₃Li⁷(p,α)₂He⁴ – экзоэнергетическая с энергией реакции Q = 17.3 Мэв. В другом выходном канале реакции ₃Li⁷(p,γ)₄Be⁸ вместо α-частиц испускаются γ-кванты с энергией E_γ = 17.3 Мэв.

Реакции (p,n) относятся к пороговым. Это объясняется тем, что разность энергий покоя нейтрона и протона (m_n − m_p)∙c² ≈ 1.3 МэВ. Поэтому для замены в ядре-мишени нейтрона протоном требуется дополнительная энергия.

Реакция под действием дейтронов

Дейтон состоит из двух нуклонов: протона и нейтрона. Энергия связи дейтона, равная 2.225 Мэв, меньше, чем у других многонуклонных ядер. Слабая связанность нуклонов в дейтоне обусловливает некоторые особенности протекания ядерных реакций (d,b). Ядерная реакция может идти как через составное ядро (тогда дейтон поглощается ядром-мишенью), так и без образования составного ядра («прямые» реакции). При небольших энергиях бомбардирующего дейтона нейтрон проникает в ядро-мишень и отрывается от протона, которому мешают войти в ядро кулоновские силы. В результате такого разрыва связи нейтрона и протона протекает прямая реакция (d,p).

С ростом энергии дейтонов увеличивается вероятность проникновения протона в ядро через потенциальный барьер. В результате этого наблюдаются две конкурирующие прямые реакции (d,p) и (d,n). Радиационный захват дейтонов происходит крайне редко, так как ядро-мишень, поглотив дейтон, возбуждается до энергии Q_B = ε_n + ε_p − 2.225 МэВ ≈ 14 МэВ, где ε_n = ε_p ≈ 8 МэВ – энергии связи протона и нейтрона в составном ядре. При такой большой энергии возбуждения составное ядро с большей вероятностью выбрасывает нуклон, чем испускает γ-кванты.

Ядерный фотоэффект

Реакции идущие под действием γ-квантов и связанные с поглощение этих γ-квантов ядрами различных элементов называются фотоядерными реакциями.

Фотоядерные реакции эндотермические, т.е. они могут быть вызваны только γ-квантами с энергией превышающее пороговое значение E = ћω_min. Сечение поглощения при энергии меньше чем ћω_min (энергия связи нейтрона или порог реакции) очень мало, так как радиационные ширины в этом случае чрезвычайно малы. Величина пороговой энергии равна энергии связи частицы, которая испускается при поглощении кванта ядром. Так, например, порог реакции C¹²(γ,n)C¹¹равен 18.73 МэВ, что соответствует энергии связи нейтрона в ядре C¹². Реакции H²(γ,n)H¹ и Be⁹(γ,n)Be8 имеют низкие пороги: 2.23 МэВ и 1.66 МэВ соответственно. Для большинства ядер пороги ядерного фотоэффекта заключены в пределах (6-14) МэВ.