Виды радиоактивного излучения а) Альфа-распад

Альфа - распадом называется испускание ядрами тяжелых химических элементов с массовыми числами А > 200 и зарядами ядер Z > 82 -частиц,образующихся в момент радиоактивного распада при встрече движущихся внутри ядра двух протонов и двух нейтронов. Заряд -частицы +2е, масса совпадает с массой ядра изотопа гелия .

Согласно закону сохранения массы и электрического заряда, правило смещения при -распаде представляется в виде:

,

где - материнское ядро,- дочернее ядро.

Альфа-частицы, испускаемые ядром, обладают кинетическими энергиями от 4до8,8 МэВ, возникающими за счет избытка энергии покоя материнского ядра над суммарной энергией покоя дочернего ядра и-частицы. Энергетический спектр-частиц, 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.

Схема, представленная на рис. 3 поясняет возникновение тонкой структуры -излучения. Различные группы- частиц возникают за счет того, что дочернее ядроможет возникать в результате радиоактивного распада материнского ядрас энергиейЕ, как в основном состоянииE₀, так и в различных возбужденных состоянияхЕ_k (k=1, 2, 3, ...). При переходе дочернего ядра из возбужденного состояния в основное испускается-фотон.

П

Рис.3

окидая ядро,-частице приходится преодолевать потенциальный барьер, высота которого больше, чем полная энергия-частицы (рис.4). Внешняя, спадающая асимптотически к нулю сторона барьера обусловлена кулоновским отталкиванием. Внутренняя сторона барьера обусловлена ядерными силами.

Вылет -частицы из ядра возможен благодаря туннельному эффекту - всегда имеется вероятность, отличная от нуля, того, что частица с энергией меньшей высоты потенциального барьера, пройдет сквозь него, что обусловлено волновой природой частиц.

Зависимость между периодом полураспада T_½ и кинетической энергией Е вылетающих частиц определяется эмпирическим законом Гейгера - Нэттола, который обычно выражается в виде зависимости между длиной пробегаL(предельным расстоянием, на котором обнаруживается ионизирующее действие-частицы) и постоянной радиоактивного распада:

ln = A + В ln L,

г

Рис. 4

деАиВ – эмпирические константы.

Согласно этому закону, чем меньше период полураспада радиоактивного элемента, тем больше пробег, а следовательно, и энергия испускаемых им -частиц. Между пробегомL-частиц в воздухе и энергиямиЕ или их скоростямиvсуществует приближенное эмпирическое соотношение:

,

где L- длина пробега-частицы в воздухе, выраженная всм,Е- энергия, вМэВ.

В воздухе при нормальном давлении пробег составляет несколько сантиметров. В более плотных веществах пробег -частиц гораздо короче, чем в газах, и составляет всего несколько сотых долей миллиметра.

Б) Бета-распад

Бета – распадомназывается процесс самопроизвольного превращения нестабильного ядра в ядро–изобар (А=const) с зарядом, отличающимся на единицу от заряда материнского ядра (). Существуют три разновидности– распада: электронный или- распад, позитронный или- распад и электронный захват илиК– захват.

Электронный распад протекает по схеме

.

В этом случае наряду с электроном испускается антинейтрино . Весь процесс протекает так, как если бы один из нейтронов материнского ядра превратился в протон по схеме

.

Позитронный распад протекает по схеме

.

Процесс сопровождается испусканием позитрона и нейтрино ν. Позитрон является античастицей электрона, а антинейтрино – античастицей нейтрино. Процессβ⁺– распада протекает так, как если бы один из протонов исходного ядра превратился в нейтрон, испустив при этом позитрон и нейтрино

.

Для свободного протона такой процесс невозможен по энергетическим соображениям, так как масса протона меньше массы нейтрона. Однако протон в ядре может заимствовать требуемую энергию от других нуклонов.

Третий вид β-радиоактивности – электронный захват – заключается в захвате ядром электрона изК- электронной оболочки (режеL-оболочки) собственно атома.

.

В результате процесса один из протонов превращается в нейтрон, испуская при этом нейтрино

.

Данный вид β–распада имеет существенное значение для тяжелых ядер, у которыхК- оболочка расположена близко к ядру. Электронный захват – обнаруживается по сопровождающему его рентгеновскому излучению. Место в электронной оболочке, освобожденное захваченным электроном, заполняется электронами из вышележащих слоев, в результате чего возникает характеристическое рентгеновское излучение.

Исследования энергетического распределения электронов показали, что в процессе β–распада испускаются электроны всех энергий от нуля до энергииE_max, приблизительно равной разности энергетических состояний материнского и дочернего атомов.

.

При этом энергия, выделяющаяся при - распаде распределяется между электроном и антинейтрино в самых разнообразных пропорциях.

Участие в –распаде еще одной частицы диктуется и законом сохранения момента импульса. Чтобы суммарный спин возникающих частиц при- распаде не отличался от спина исходной частицы спину антинейтрино (и нейтрино) необходимо приписать значенияħ/2.

Бета – распад, как и альфа-распад, сопровождается испусканием γ – лучей. Это связано с тем, что дочернее ядро возникает в результате радиоактивного распада не только в основном, но и в возбужденном состояниях. Затем переходя в состояние с меньшей энергией, ядро высвечивает γ – фотон (рис.2).

При прохождении электронов через вещество происходит их взаимодействие с электронами и атомными ядрами, приводящее к их рассеянию и торможению. Основными механизмами, определяющими потери энергии электронов при прохождении через вещество являются ионизационное и радиационное торможения.

При ионизационном торможении кинетическая энергия электрона тратится на возбуждение и ионизацию атомов среды, через которую он проходит. Другой неупругий электромагнитный процесс – тормозное (радиационное) излучение возникает при быстром торможении электрона в электрическом поле атомного ядра. Хорошо известным примером радиационного излучения электронов при относительно низких энергиях (E<<m₀ c²) является непрерывный рентгеновский спектр, возникающий при торможении электронов на антикатоде рентгеновской трубки. При очень больших энергияхβ–электронов, превосходящих критическую величинуЕ_кр(для свинцаЕ_кр10 МэВ), эти потери преобладают над ионизационными.

Длину пробега частиц в веществе до их полного торможения обозначают буквой R, и измеряют либо в единицах длины (см), либо в единицах плотности (г/см²) - удельный пробег. Связь между удельной длиной пробега и энергией электронов дается приближенной эмпирической формулой

.