§ 257. Закономерности -распада

В настоящее время известно более двухсот -активных ядер, главным образом тяже­лых (A>200, Z>82). Только небольшая группа -активных ядер приходится на области с A=140—160 (редкие земли). -Распад подчиняется правилу смещения (256.4). Примером -распада служит рас­пад изотопа урана ²³⁸U с образовани­ем Th:

²³⁸₉₂U²³⁴₉₀Th+⁴₂He.

Скорости вылетающих при распаде -частиц очень велики и колеблются для разных ядер в пределах от 1,4•10⁷ до 2•10⁷м/с, что соответствует энергиям от 4 до 8,8 МэВ. Согласно современным пред­ставлениям, -частицы образуются в мо­мент радиоактивного распада при встрече движущихся внутри ядра двух протонов и двух нейтронов.

-Частицы, испускаемые конкретным ядром, обладают, как правило, определен­ной энергией. Более тонкие измерения, однако, показали, что энергетический спектр -частиц, испускаемых данным ра­диоактивным элементом, обнаруживает «тонкую структуру», т. е. испускается не­сколько групп -частиц, причем в преде­лах каждой группы их энергии практиче­ски постоянны. Дискретный спектр -частиц свидетельствует о том, что атом­ные ядра обладают дискретными энер­гетическими уровнями.

Для -распада характерна сильная зависимость между периодом полураспа­да T_1/2 и энергией Е вылетающих частиц. Эта взаимосвязь определяется эмпириче­ским законом Гейгера — Нэттола (1912), который обычно выражают в ви-

415

де связи между пробегом R_ (расстояни­ем, проходимым частицей в веществе до ее полной остановки) -частиц в воздухе и постоянной радиоактивного распада :

ln=A+ВlnR_, (257.1) где А и В — эмпирические константы, =(ln2)/T_1/2. Согласно (257.1), чем меньше период полураспада радиоактивного эле­мента, тем больше пробег, а следователь­но, и энергия испускаемых им -частиц. Пробег -частиц в воздухе (при нормаль­ных условиях) составляет несколько сан­тиметров, в более плотных средах он го­раздо меньше, составляя сотые доли мил­лиметра (-частицы можно задержать обычным листом бумаги).

Опыты Резерфорда по рассеянию -частиц на ядрах урана показали, что -частицы вплоть до энергии 8,8 МэВ ис­пытывают на ядрах резерфордовское рас­сеяние, т. е. силы, действующие на -частицы со стороны ядер, описываются законом Кулона. Подобный характер рас­сеяния -частиц указывает на то, что они еще не вступают в область действия ядер­ных сил, т. е. можно сделать вывод, что ядро окружено потенциальным барьером, высота которого не меньше 8,8 МэВ. С другой стороны, -частицы, испускае­мые ураном, имеют энергию 4,2 МэВ. Сле­довательно, -частицы вылетают из -радиоактивного ядра с энергией, заметно меньшей высоты потенциального барьера. Классическая механика этот результат объяснить не могла.

Объяснение -распада дано квантовой механикой, согласно которой вылет -частицы из ядра возможен благодаря туннельному эффекту (см. §221) —про­никновению -частицы сквозь потенциаль­ный барьер. Всегда имеется отличная от нуля вероятность того, что частица с энер­гией, меньшей высоты потенциального барьера, пройдет сквозь него, т. е., дей­ствительно, из -радиоактивного ядра -частицы могут вылетать с энергией, меньшей высоты потенциального барьера. Этот эффект целиком обусловлен волно­вой природой -частиц.

Вероятность прохождения -частицы сквозь потенциальный барьер определяется его формой и вычисляется на основе уравнения Шредингера. В простейшем случае потенциального барьера с прямо­угольными вертикальными стенками (см. рис. 298, о) коэффициент прозрачно­сти, определяющий вероятность прохож­дения сквозь него, определяется рассмот­ренной ранее формулой (221.7):

D=D₀exp [-(2/h)(2m_(U-E)l)]

Анализируя это выражение, видим, что коэффициент прозрачности D тем больше (следовательно, тем меньше период полу­распада), чем меньший по высоте (U) и ширине (l) барьер находится на пути -частицы. Кроме того, при одной и той же потенциальной кривой барьер на пути частицы тем меньше, чем больше ее энер­гия Е. Таким образом качественно под­тверждается закон Гейгера — Нэттола (см. (257.1)).