2.6.2 Радиоактивность

В большинстве случаев естественные радиоактивные превращения представляют собой -распад, что и приводит к уменьшению заряда ядра конечного продукта по сравнению с родоначальником семейства. Отличительной особенностью -распада является моноэнергетичность -частиц, испускаемых данным ядром, -частицы, испускаемые каким-либо ядром, имеют одну и ту же энергию, и следовательно, один и тот же пробег в веществе.

Теория -р а с п а д а. Объяснить -распад невозможно, если не учитывать волновых свойств частиц и следующий из них «туннельный» эффект. Действительно, еще из опытов Резерфорда известно, что -частицы с энергией 8,8Мэв рассеиваются ядрами урана в соответствии с их взаимодействием по закону Кулона, сближаясь при этом до расстояний ~310^12см. Это означает, что ядро окружено потенциальным барьером, высота которого не меньше 8,8Мэв. Вместе с тем сам уран испускает -частицы с энергией 4Мэв. Эту энергию -частица может приобрести, начиная движение с расстояния 610^12см. Чтобы объяснить, каким образом -частица из ядра попадает в область r610^12, минуя «запрещенную область» r<610^12 см, необходимо учесть «туннельный» эффект. Ядро окружено сферически симметричным потенциальным полем U(r), которое на больших расстояниях от ядра представляет собой кулоновское поле . Вблизи поверхности ядра действуют большие силы притяжения — ядерные силы, аналитическое выражение для которых в настоящее время неизвестно. Но, учитывая их большую величину и короткодействующий характер, потенциальную кривую вблизи ядра можно считать в виде ямы. В этой яме находится -частица с энергией Е, величина которой меньше высоты потенциального барьера. Это обеспечивает сравнительную устойчивость ядер к распаду. Но частица может выйти из ядра с энергией, меньшей высоты потенциального барьера.

Прозрачность барьера:

.

Она определяет вероятность для частицы пройти сквозь барьер при движении по радиусу. Но эта величина мала, поэтому частица отражается («отскакивает») от стенки потенциального барьера. Число ударов о стенку в единицу времени равно , где V  скорость -частицы.

В таком случае вероятность выхода из ядра -частицы в единицу времени составляет vD, но она равна также , следовательно,

= vD,

Или

.

2.6.3  - радиоактивность

-частицы имеют сплошной спектр энергии, который начинается от нуля, имеет максимум при некоторой энергии и определенный верхний предел Е_макс характерный для каждого изотопа. Величина Е_макс принимает значения от 15кэв до 15 Мэв.

В явлении -распада физики столкнулись с серьезной проблемой, касающейся выполнения закона сохранения энергии. Исходное и конечное ядра находятся во вполне определенных энергетических состояниях. Разность энергий исходного ядра и продукта распада, как показывают вычисления, равны максимальной полной энергии -частиц. Но калориметрические измерения, в которых все выделяемые электроны полностью поглощаются, показывают, что регистрируемая энергия совпадает не с максимальной, а со средней энергией, <Е>. Энергия Е_макс  <Е> как бы пропадает бесследно.

Налицо видимое нарушение закона сохранения энергии  одного из наиболее твердо установленных положений физики. Идея о нарушении закона сохранения энергии при -распаде, помимо ее методологической неприемлемости и противоречия с огромным опытным материалом, приводит к необъяснимости некоторых фактов самого распада. В качестве примера рассмотрим «ториевую вилку»:

.

ТhС может превратиться в ThD двумя путями: -распад + -распад или -распад + -распад. Энергия -частиц различна, -спектры также различны. Но сумма Е_а+ Е_макс для первого и второго пути одна и та же — 11,20 Мэв, что равно разности энергии ТhС и ThD. Если закон сохранении энергии при -распаде нарушается, то совпадение энергий для вилки окажется необъяснимым.

Решалась и задача в отношении закона сохранения спина. При -распаде из ядра вылетает электрон (или позитрон при ⁺-распаде). Однако электронов в ядре нет. Электрон при -распаде рождается в момент распада, например, в результате превращения одного нейтрона в протон: n = p +  ^-.

Электрон уносит момент количества движения , в то же время спин конечного ядра равен спину исходного ядра, так как массовое число ядра при

-распаде не меняется. Таким образом, закон сохранения момента количества движения как бы нарушается,

Швейцарский физик Вольфганг Паули предположил, что при -распаде из ядра вылетают две частицы: электрон и нейтрино v (точнее антинейтрино ). Гипотетическая частица нейтрино должна обладать при этом следующими свойствами: она должна быть нейтральной (так как z=(z+1)+^), иметь очень близкую к нулю массу покоя, спин ее равен , магнитный момент близок к нулю. Энергия ядра передается электрону Е(^) и нейтрино Е(v) так, что

Е(^)+Е( )=Е_макс., а действительное уравнение реакции:

.

В таком случае законы сохранения энергии и момента количества движения выполняются строго.

Отсутствие заряда (нейтральность) и малость магнитного момента нейтрино должны обеспечить малое взаимодействие нейтрино с веществом, что приводит к большому значению длины свободного пробега — в твердом теле до 10¹⁶км и полностью объясняет результат калориметрических опытов, в которых энергия нейтрино уносится ими из калориметра.

2.6.4 γ – радиоактивность

Суть явления гамма-излучения в том, что ядро, находящееся в возбужденном состоянии, переходит в более низкие энергетические состояния без изменения заряда и массы, но с испусканием фотонов и в конеч­ном итоге оказывается в основном состоянии. Поскольку значения энергии ядра дискретны, то спектр γ-излучения также дискретен. Практически он простирается от 10 кэВ до 3 МэВ, т. е. длины волн лежат в области от 0,1 до 10^-4 нм. Для сравнения укажем, что для красной линии видимого излучения = 600 нм и Е = 2 эВ.

В цепочке радиоактивных превращений ядра оказываются в воз­бужденных состояниях обычно в результате предшествующих β-распадов. Это происходит всякий раз, когда спины основных состояний материнского и дочернего ядер различаются так, что соот­ветствующий β-переход вне сопровождения γ-излучением в высокой степени запрещен.

Существуют и другие механизмы получения γ -активных ядер. Часто они образуются при протекании некоторых ядерных реакций. Возбужденное ядро может возникнуть и за счет предшествующего α-распада, но такие процессы редки, а соответствующие γ-фотоны обладают сравнительно малыми энергиями.

Гамма-излучение ядер обусловлено электромагнитным взаимодействи­ем, причем ему не мешает кулоновский барьер. Благодаря этому, вре­мена жизни у активных ядер в среднем существенно меньше времен жизни ядер по отношению к другим радиоактивным процессам и обычно они лежат в интервале 10^-7 -10^-15 с. Тем не менее, существуют гамма активные ядра со временем жизни в несколько часов.