РОЗДІЛ ІІІ

РАДІОАКТИВНІСТЬ. ТИПИ РАДІОАКТИВНОГО РОЗПАДУ.

ПРИРОДНІ РАДІОНУКЛІДИ ТА ЇХ ЗАСТОСУВАННЯ У ПРИКЛАДНИХ НАУКОВИХ ДОСЛІДЖЕННЯХ.

Радіоактивність

1 березня 1896 року французький хімік А. Беккерель виявив по почорнінню фотопластинки вивільнення сіллю урана невидимого проміння сильної проникливої здатності. Далі він з’ясував, що металічному урану теж притаманна випромінювальна здатність. Потім ця властивість була відкрита німецьким фізиком Г. Шмідтом у торію. У 1898 році інші французькі учені Марія Складовська-Кюрі та П’єр Кюрі виділили з уранового мінералу два нові хімічні елементи, що були радіоактивними у більшій мірі, ніж уран і торій. Так були відкриті полоній та радій. Марія Складовська-Кюрі запропонувала назвати відкрите явище радіоактивністю.

Радіоактивність (від латинського radio – випромінюю, radus – промінь, activus – дієвий) – самовільний (спонтанний) процес перетворення нестійкого ізотопу у інший ізотоп цього ж чи іншого хімічного елемента, що супроводжується випромінюванням електронів, позитронів, нейтронів, γ-квантів чи α-частинок. Суть цього явища полягає у самовільній зміні енергії, заряду чи маси або всіх цих змін одночасно у атомного ядра, що знаходиться в основному чи збудженому стані. Синонімами терміну радіоактивність є радіоактивний розпад, радіоактивний поділ (ділення) ядра.

Ядра хімічних елементів, які здатні до самовільного розпаду, називаються радіоактивними ізотопами або радіонуклідами.

Кількісно активність радіонуклідів вирімюється у наступних одиницях:

- системна одиниця радіоактивності (система СІ) – беккерель (Бк, Bq). Один беккерель дорівнює одному розпаду за секунду (1розпад/с);

- історична одиниця – кюрі (Кі, Ci). Один кюрі дорівнює 3,7 ^. 10¹⁰ розпадів за секунду. Така кількість розпадів за секунду відбувається у 1 г ²²⁶Ra. Отже, 1 Кі, = 3,7 ^. 10¹⁰ Бк, а 1 Бк = 0,027 нКі( наноКюрі);

- додаткова одиниця – резерфорд. Один резерфорд дорівнює 10⁶ розпадів за секунду. Останнім часом використовується рідко.

У 1903 році за відкриття радіоактивності А. Беккерелю та подружжю Кюрі була присуджена Нобелівська премія по фізиці. Всього ж за роботи, пов’язані з дослідженням та застосуванням радіоактивності, було присуджено пронад 10 Нобелівських премій (Е. Фермі, Е. Резерфорду. Ф. і І. Жоліо-Кюрі, Д. Хевіші, О. Гану, Е. Макміланн і Г. Сіборгу, У. Ліббі та іншим).

Швидкість радіоактивного розпаду, період напіврозпаду

Швидкість радіоактивного розпаду ядра – це постійна величина, яка залежить лище від загальної кількості радіоактивних атомів (N) та їх природи, і не пов’язана з хімічним складом сполуки, в яку входить радіонуклід, та її агрегатним станом:

dN / dτ = λ N (3.1),

де dN – зміна кількості атомів за час dτ, λ – коефіцієнт, що характеризує природу радіонукліду. Проінтегрувавши рівняння (3.1), отримуємо

ln N = - λ τ + const (3.2).

За початкових умов, коли кількість радіонуклідів складає N₀, а τ = 0:

ln (N/ N₀) = - λ τ (3.3)

або N = N₀^{- λ τ} (3.4).

Проте швидкість радіоактивного розпаду рідко використовується для порівняння інтенсивності розпаду радіонуклідів різних типів. Більш поширеною величиною є період напіврозпаду. Період напіврозпаду τ_1/2 або Т_1/2 (середній час життя радіоактивного ізотопу) – час, протягом якого розпадається половина початкової кількості атомів даного радіонукліду.

Якщо у рівняння 3.3 підставити N = 1/2 N₀, то отримаємо

ln 2 = λ τ_1/2 (3.5)

τ_1/2 = ln 2/ λ = 0,69 / λ (3.6).

На практиці період напіврозпаду визначають, вимірюючи радіоактивність як кількість розпадів за секунду у різні проміжки часу.

До раіоактивних ізотопів належать ті, час життя яких перевищує 10^-12 с. Чіткої верньої межі значення періоду напіврозпаду, яка б відділяла радіоактивні ізотопи від стабільних, не існує, хоча з логічних міркувань її можна було б встановити на рівні 10¹⁴-10¹⁶ р.

Типи радіоактивного розпаду, характеристика іонізуючого випромінювання при різних типах радіоактивного розпаду

Розрізняють наступні типи радіоактивного розпаду атомних ядер:

– α-розпад;

– β-розпад;

– γ-розпад;

– К-захоплення;

– нейтронний розпад;

– спонтанне ділення ядра.

Альфа-розпад (α-розпад) – це вид радіоактивного розпаду атомних ядер, при якому з ядра вивільняється α-частинка.

α-частинка – ядро гелію, що складається з двох протонів та двох нейтронів (⁴₂Не).

α-випромінювання – потік α-частинок, що випромінюються при радіоактивному розпаді ядра та в результаті ядерних реакцій.

α-розпад характерний для радіоактивних ізотопів з великими порядковими номерами (Z ≥ 83). Відомо понад 200 α-радіоактивних ізотопів, розташованих у Періодичній системі за плюмбумом. Цей факт пояснюється тим, що α-розпад пов’язаний з кулонівським відштовхуванням, яке зростає зі збільшенням заряду ядра швидше, ніж ядерні сили притягання, які лінійно збільшуються зі зростанням масового числа.

Цей вид радіоактивного розпаду був відкритий і досліджений першим. Тому правило зсуву (закономірність перетворення) атомних ядер при α-розпаді було сформульовано досить швидко після відкриття радіоактивності: у 1903 році німецьким фізиком К.Фаянсом та англійським фізиком Ф. Содді незалежно одним від одного.

Правило зсуву при α-розпаді: при відокремленні α-частинки від ядра його порядковий номер (Z) зменшується на 2, а масове число (A) – на 4. Схематично процес цього типу самовільного ядерного перетворення можна зобразити наступним чином::

^AZ → ^A-4Z-2 + ⁴₂He (3.7)

Наприклад, ²³⁸₉₂U→²³⁴₉₀Th + ⁴₂He, ²²⁶₈₈Ra→²²²₈₆Rn+ α.

Час життя α-радіоактивних ядер знаходиться у межах від 10¹⁷ років (²⁰⁴Pb) до 3^.10^-7 с (²¹²Po).

У теорії α-розпаду передбачається, що всередині ядер можуть утворюватись групи нуклонів, що складаються з двох протонів та двох нейтронів, тобто α-частинки. Материнське ядро є для α-частинок потенційною ямою, що обмежена потенційним бар’єром. Енергія α-частинки складі ядра недостатня для подолання цього барьєра. Вивільнення α-частинки з ядра стає можливим тільки завдяки квантово-механічному явищу, що зветься тунельним ефектом. Тунельний ефект – це відмінна від нуля вірогідність проходження α-частинки під потенційним бар’єром і відділення її від материнського ядра. Отже, явище тунелювання має ймовірносний характер. Основним фактором, що визначає вірогідність α-розпаду і її залежність від енергії α-частинки та заряду ядра, є кулонівський бар’єр. Якщо середня енергія α-частинки складає 5-10 МеВ, а висота кулонівського бар’єру у важких ядер – 25-30 МеВ, то зрозуміло, що виліт α-частинки може відбуватись тільки шляхом тунельного ефекту.

Основними харатеристиками іонізуючого випромінювання, яке виникає при радіоактивному розпаді є:

• енергія ( зокрема максимальна і середня енергія);

• іонізуюча (іонізаційна) здатність – кількість атомів, яку може іонізувати одна частинка іонізуючого випромінювання при зіткненні;

• прониклива здатність – довжина вільного пробігу у речовині.

Характеристика α-випромінювання. Енергія α-частинок, що випромінюються конкретним радіонуклідом або є практично однорідною (див. рис.3.1), або розділяється на невелику кількість груп. Кінетична енергія α-частинок коливається у межах від 1,83 МеВ (¹⁴⁴Nd) до 11,65 Мев (^212mPo). Для більшості α-радіонуклідів енергія α-частинок складає 4-9 МеВ (див. твблицю 3.1.).

Таблиця 3.1.

Енергія α-частинок для деяких альфа-випромінювачів.

Радіонуклід	Енергія, кеВ
226Ra 210Po 212Bi 214Po 212Po	4781±2,4 5304±0,5 6029,6±0,7 7688,4±0,6 8785,0±0,8

Швидкість руху α-випромінювання складає 1/10 швидкості світла. Ця швидкість у 1500 разів перевищує ту швидкість, яка потрібна для подолання земного тяжіння. Проте α-частинки не тільки не залишають земну атмосферу, а навпаки, мають досить маленьку проникливу здатність. Так, прониклива здатність (пробіг) α-частинки з енергією 6 МеВ складає близько 5 см у повітрі та 0,05 мм в Al. Причиною цього є величезна іонізуюча здатність α-випромінювання, яка є наслідком великого розміру та заряду α-частинок. Одна α-частинка іонізує від 200 000 до 300 000 атомів. Саме на іонізацію і витрачається вся величезна енергія α-випромінювання. Доведено, що α-випромінювання від будь-яких α-радіонуклідів повністю поглинається прошарком повітря товщиною 2-7 см. Внаслідок своєї величезної іонізаційної здатності α-частинки не проникають через шкіру тварин і людини. Тому доти, поки вони не потраплять всередину людського організму, α-частинки не можуть завдати серйозної шкоди здоров’ю людини через іонізацію.

Характерною властивістю α-розпаду є чітка залежність між енергією α-частинок та періодом напіврозпаду α-радіонуклідів. При невеликій зміні енергії α-частинкиперіоди напіврозпаду змінюється на багато порядків. Так, у ²³²Th Е_α = 4,08 МеВ і Т_1/2 = 1,41^. 10¹⁰ років, а у ²¹⁸Th = Е_α = 9,85 МеВ і Т_1/2 = 10 мкс. Тобто зміні енергівї у 2 рази відповідає зміна у періоді на 24 порядки.

Для парно-парних ізотопів одного елемента залежність періоду напіврозпаду від енергії α-частинок добре описується співвідношенням, названим законом Гейгера-Неттола:

ℓg Т_1/2 = B/√ Е_α - A (3.8),

де А і В – константи, які слабо залежать від Z (див. таблицю 3.2).

Залежність (3.8) була емпірично установлена у 1911-1912 р.р. Г. Гейгером та Дж. Нетоллом і теоретично обгрунтована у 1928 році. Г. Гамовим в результаті квантово-механічного розгляду процесу α-розпаду, що відбувається шляхом тунельного ефекту. Співвідношення (3.8) краще всього описує переходи між основними станами парно-парних ядер. Для непарно-парних, парно-непарних і непарно-непарних ядер загальна тенденція зберігається, але їх періоди напіррозпаду у 2-1000 раз більші, ніж передбачає закон Гейгера-Неттола.

Таблиця 3.2.

Значення констант Аі В в законі Гейгера-Неттола для різних хімічних елементів.

Порядковий номер (Z) α-радіонукліду	А	В
84	129,35	49,9229
86	137,46	52,4597
88	139,17	52,1476
90	144,19	53,2644
92	147,49	53,6500
94	146,23	52,0899
96	152,44	53,6825
98	152,86	52,9506

Бета-розпад (β-розпад) – це вид радіоактивного перетворення атомного ядра, при якому воно вивільняє високоенергетичний електрон або позитрон.

Теорія β-розпаду була створена Е.Фермі у 1934 році. Згідно з її положеннями розрізняють β^--розпад (електронний) та β⁺-розпад (позитронний). Електронний (β^-) розпад характерний для ізотопів з надлишковою кількістю нейтронів у порівнянні з енергетично стабільним співвідношенням протонів і нейтронів (див. правила стабільності атомних ядер у розділі І). При такій ситуації ядро намається перейти у більш енергетично стабільний стан шляхом перетворення надлишкових нейтронів у протони, електрони та антинейтрино згідно зі схемою (1.3). Позитронний (β⁺) розпад зустрічається значно рідше, переважно у штучних радіонуклідів. Його причиною є надлишок у ядрі протонів, які розпадаючись на нейтрони, позитрони та нейтрино згідно зі схемою (1.2), переводячи ядро у більш енергетично стабільний стан. Оскільки позитрони у речовині практично миттєво (за час ≤ 10^-9с) аннігулюють, зустрівшись з нейтронами, на два фотони, потік позитронів як такий не існує. Отже, поняття β-частинки (β-випромінювання) можна віднести тільки до потоку високоенергетичних електронів, які випромінюються при радіоактивному розпаді ядра та в результаті ядерних реакцій.

Правило зсуву β^--розпаду вперше теж було сформульовано К.Фаянсом та Ф. Содді: при випромінюванні атомним ядром електрону в результаті перетворення надлишкового нейтрону у протон, його порядковий номер (Z) збільшується на одиницю, а масове число (A) не змінюється. Схематично процес цього типу самовільного ядерного перетворення можна зобразити наступним чином::

^AZ → ^AZ+1 + е (3.9)

β-розпад зустрічається у легких, середніх і у важких радіонуклідів природного та штучного походження: наприклад, ³H→³He + е, ¹⁴С→¹⁴N + е, ⁴⁸Ca→⁴⁸Sc + е,⁹⁶Zr→⁹⁶Nb + е,¹¹³Cd→¹¹³In + е,²¹⁰ Pb→²¹⁰Bi + е,²³⁹U→²³⁹Np + е, ²⁴¹Pu→²⁴¹Am + е.

Правило зсуву β⁺-розпаду можна сформулювати наступним чином:

при випромінюванні атомним ядром позитрону в результаті перетворення надлишкового протону у нейтрон, його порядковий номер (Z) зменшується на одиницю, а масове число (A) залишається незмінним:

^AZ → ^AZ -1 + e⁺ (3.10)

Характеристика β-випромінювання. На відміну від α-частинок, енергія високоенергетичних електронів, що випромінюються β-радіонуклідами, немає конкретного значення і коливається від величини близької до нуля до певного для кожного ізотопу значення – максимальної енергії β-випромінювання (E_max) (див. рис.3.1). Для більшості β-радіонуклідів E_max знаходиться у межах від 15 кеВ до 15 МеВ. На рисунку 3.1. наведений типовий енергетичний спектр β-випромінювання. По осі абсцис на ньому відкладена енергія електронів, а по осі ординат – відсоток електронів, які мають відповідне значення енергії. Енергія, притаманна для більшості електронів у енергетичному спектрі β-випромінювання, називається його середньою енергією. На рис.3.1 середній енергії β-випромінювання відповідає максимум кривої 2. Експериментально встановлене наступне правило: значення середноьої енергії β-випромінювання дорівнює одній третій величини максимальної енергії β-випромінювання. Наприклад, для ізотопу ³⁵S з максимальною енергіє β-випромінювання 0,169 МеВ середня енергія становить 0,056 МеВ.

Рис. 3.1. Енергетичний спектр α-частинок, вивільнених радіонуклідом ²²⁶Ra (1) та β-випромінювання від ізотопу ⁷⁶As (2)

Іонізуюча здатність β-випромінювання є на порядок меншою у порівнянні з α-частинками, оскільки електрони β-випромінювання мають меншу енергію і значно меншу масу. Так, кожний електрон з потоку β-випромінювання, рухаючись у повітрі, може іонізувати від 20 000 до 30 000 атомів. Прониклива здатність β-випромінювання за тих же причин, навпаки, на порядок-два вища за таку для α-випомінювання і залежить від значення максимальної енергії. Наприклад, для β-випромінювання від ізотопу ³⁵S з максимальною енергією 0,169 МеВ прониклива здатність у повітрі становить 28 см, в алюмінії – 0,1 мм, а для β-випромінювання від ізотопу ⁸⁹Sr з максимальною енергією 1,5 МеВ прониклива здатність у повітрі становить вже 5,1 м, і в алюмінії – 2,47 мм.

По своїй природі близьким до β-розпаду є радіоактивне перетворення ядра, яке називається електронним (К)-захопленням.

Електронне (e-захоплення) або К-захоплення. Цей тип самовільного ядерного перетворення полягає у захопленні одним з протонів ядра електрона одного з найближчих до ядра електронних рівнів з подальшим перетворенням пари „протон-електрон” у нейтрон і випромінюванням нейтрино

р⁺+ e^-→n + ν_е (3.11)

Переважно електрон захоплюється з К-рівня, тому часто цей вид ядерного розпаду і називається К-захопленням, хоча відомі випадки захоплення електрону з L-рівня. У поодиноких випадках електронне захоплення супроводжується виділення γ-кванта.

Явище К-захоплення підпорядковується усім законам радіоактивного розпаду, хоча і не створює суттєвого іонізаційного випромінювання. Правило зсуву e-захоплення можна сформулювати наступним чином:

при захопленні атомним ядром електрону з подальшим перетворенням пари „протон-електрон” у нейтрон і випромінюванням нейтрино його порядковий номер (Z) зменшується на одиницю, а масове число (A) залишається незмінним:

^AZ → ^AZ -1 + ν_е (3.12)

Наприклад, ²⁶₁₃Al+ e^-→²⁶₁₂Mg + ν_е , ⁵⁹₂₈Ni+ e^-→ ⁵⁹₂₇Co + ν_е. Наймасштабнішим прикладом К-захоплення, що зустрічається у природі, є перетворення ⁴⁰K у ⁴⁰Ar. Результатом цього явища є аномальна кількість аргону в атмосфері нашої планети. Ввважається, що на енергію, яка зараз виділяється при радіоактивному перетворенні ⁴⁰K у ⁴⁰Ar, припадає п’ята частина тепла, що надходить з літосфери в результаті радіоактивного розпаду усіх природних радіонуклідів літосферного походження разом взятих.

К-захоплення характерне для протононадлишкових ядер, у яких співвідношення n/р є меншим за величину, що відповідає області стабільності ядер з певним зарядом Z (див. правила стабільності ядер у розділі І), і відбувається тоді, коли у ядра недостатньо енергії для випромінювання позитрона. Якщо енергетична різниця між материнським (початковим) і дочірнім ядром (яке утворюється після радіоактивного розпаду) перевищує 1,022 МеВ (подвоєну масу електрона), то e-захоплення завжди конкурує з позитронним розпадом. Наприклад, ⁸³Rb (з доступною енергією близько 0,9 МеВ) перетворюється у ⁸³Kr шляхом електронного захоплення, тоді як ²²Na (з доступною енергією близько 2,8 МеВ) розпадається з утворенням ²²Ne шляхом позитронного розпаду.

Найвірогідніше захоплюється s-електрон. Це зумовлене тим, що густина хвильової функції для цих електронів є найбільшою у області простору, максимально наближеній до ядра. Для інших видів електронних орбіталей (p-, d-, f-) густина при наближенні до ядра є нульовою. Крім того, густина протонів у ядрі збільшується із зростанням заряду ядра, тому електронне захоплення більш вірогідне для важких ядер. Ще одна причина того, що e-захоплення спостерігається у важких ядер, пов’язана з тим, що зі збільшенням заряду ядра зменшується радіус електронних орбіт К-рівня, і відповідно, зростає вірогідність захоплення електронів цього рівня ядром.

При електронному захопленні атом переходить у збуджений стан з внутрішньою електронною оболонкою без електрона. Зняття цього збудження атомної оболонки відбувається шляхом переходу на нижній рівень електрона з однієї з верхніх оболонок. Вакансію, що при цьому утворюється на більш високій оболонці, може заповнити електрон ще з вищої оболонки і т.д. Енергія, що виділяється при таких каскадних електронних переходах, виноситься з ядра фотонами рентгенівського випромінювання і одним або декількома Оже-електронами. Якщо електронне захоплення відбувається у атомі розрідженого газу, з нього утворюється багатозарядний позитивно заряджений йон внаслідок втрати Оже-електронів.

Гама-розпад (γ-розпад) – перехід ядра із збудженого стану в основний з випромінюванням гама-квантів (гама-променів). Оскільки цей тип радіоактивного розпаду відбувається без змін у кількості протонів та нейтронів атомного ядра, при γ-розпаді не змінюється ні заряд , ні масове число ядра, зазнає зміни тільки його енергія.

Гама-випромінювання або гама-промені – електромагнітне випромінювання високої енергії з довжиною хвилі меншою за 1 ангстрем (10^-9 – 10^-12 см). Зазвичай енергія γ- випромінювання коливається від 10 КеВ до 5 МеВ.

Дуже часто γ-розпад є додатковим до іншого виду радіоактивного розпаду (α-, β- чи К-захоплення). Так, в результаті α-розпаду утворюється дочірнє ядро у сильно збудженому стані, яке переходить на нижчий енергетичний рівень, випромінюючи γ-кванти з енергією, меншою 0,5 МеВ. Енергія γ-квантів, які випромінюються дочірнім ядром після β-розпаду, є вищою і досягає 2-2,5 МеВ.

Якщо γ-розпад відбувається протягом 10^-12 с, вважається, що він супроводжує α- або β-розпад. Коли γ-розпад відбувається за час ≥ 10^-11с. Йдеться про самостійний γ-розпад

Характеристика γ-випромінювання. Процеси його взаємодії з речовиною.

Гама-промені мають найбільшу проникність з усіх видів іонізуючого випромінювання, створюючи потужні поля зовнішнього опромінення. Співвідношення довжини вільного пробігу γ-, β-, α- випромінювання у речовині, в тому числі живій, становить 1000 : 100 : 1. Наприклад, тваринні і людський організми γ-промені пронизують наскрізь. Відповідно від них найважче захиститись.

Взаємодія фотонів високих енергій з речовиною є слабкою і носить ймовірнісний характер. Що ж взагалі дозволяє віднести γ-промені до іонізуючого випромінювання? Поглинаючись і розсіюючись у речовині, гама-промені передають енергію частинкам і викликають ряд радіаційних ефектів. Існують три основні види взаємодії γ-променів з речовиною: фотоефект, комптоновське розсіювання (ефект Комптона) та утворення електрон-позитронних пар. Який з цих трьох ефектів буде домінювати при взаємодії γ-випромінювання з речовиною залежить від його енергії (див. таблицю 3.3).

Фотоефект: γ-квант стикається з орбітальним електроном, передає йому всю свою енергію, вибиваючи з орбіти, і поглинається атомом. Вибиті з електронної оболонки електрони (переважно це електрони К- та L-рівнів) називаються фотоелектронами. На їх місце, що звільнилось, може переходити електрон з більш високого енергетичного рівня, вивільняючи при цьому квант енергії – характеристичне випромінювання. Воно, в свою чергу, може спричиняти внутрішній фотоефект (Оже-ефект), який полягає у вибиванні зовнішніх валентних електронів.

Як видно з таблиці 3.3, фотоефект є основним типом взаємодії гама-променів малих енергій (менших за 5 МеВ) з речовиною. Велика енергія, а отже, велика частота γ-квантів, призводить до зменшення ефективності такої взаємодії, бо електрони стають надто інертними, щоб реагувати на швидкі зміни напруженості електричного поля електромагнітної хвилі.

Таблиця 3.3.

Залежність видів взаємодії γ-випромінювання від радіонуклідів з речовиною

від значення енергії γ-квантів

Речовина	Інтервали енергій γ-квантів, Еγ, МеВ
	Фотоефект	Комптон-ефект	Утворення пар
Повітря	<0,02	0,02 ≤ Еγ ≤ 23	> 23
Алюміній	<0,05	0,05 ≤ Еγ ≤ 15	> 15
Залізо	<0,12	0,12 ≤ Еγ ≤ 9,5	> 9,5
Свинець	<0,50	0,50 ≤ Еγ ≤ 4,7	>4,7

При проміжних енергіях гама-квантів основним видом їхньої взаємодії з речовиною є комптонівське розсіювання.

Комптон-ефект. При комптон-ефекті, на відміну від фотоефекту, фотони не поглинаються атомами, а втративши частину своєї енергії змінюють напрям руху, випадаючи з загального потоку іонізуючого γ-випромінювання, тобто розсіюються у речовині. Такі фотони називаються розсіяними або вторинними, вони можуть стикатись з атомами ще неодноразово, поступово гублячи свою енергію і врешті-решт поглинаються ними. Отже, Комптон-ефект відрізняється від інших видів взаємодії γ-променів з речовиною тим, що розсіюючись на частинках речовини, γ-кванти не зникають, а лише втрачають частину своєї енергії. Комптон-ефект спостерігається при енергії фотонів у проміжку 0,05-10 МеВ, якщо речовина-поглинач складається з легких атомів, і при енергії γ-квантів 0,5-5 МеВ, коли вона представлена важкими атомами.

При високих енергіях γ-квантів основним типом їх поглинання є народження електрон-позитронних пар.

Утворення пар – це така взаємодія γ-квантів з речовиною, при якій їх енергія переходить у енергію маси спокою і кінетичну енергію електрона іпозитрона, тобто відбувається наступний процес:

2γ → e⁺+ e^- (3.13)

Гама-квант може утворити електрон-позитронну пару, якщо його енергія принаймні удвічі більша за масу спокою електрона. У порожньому просторі утворення електрон-позитронної пари неможливе внаслідок вимоги одночасного виконання законів збереження енергії та імпульсу. Для утворення електрон-позитронної пари потрібне тіло, яке б могло взяти на себе зайвий імпульс. Тому народження пар відбувається лише у речовині.

Отже, один γ-квант може максимум (з якоюсь долею ймовірності) іонізувати один атом, тобто іонізуюча здатність γ-випромінювання 1:1 і носить ймовірнісний характер.

Не дивлячись на різну фізичну природу, основні ефекти, що спостерігаються при взаємодії γ-променів з речовиною, мають спільні риси, наприклад, послюються із збільшенням порядкового номеру хімічного елемента-поглинача. Тому важкі хімічні елементи поглинають γ-випромінювання сильніше, ніж легкі. Властивість різних речовин поглинати γ-випромінювання кількісно характеризують шаром половинного поглинання, який розраховують за формулою:

χ _½ = 0,693/ε (3.14),

де ε –молярний коефіцієнт поглинання γ-випромінювання з розмірністю м^-1. Так, для свинцю χ _½ становить 0,9 мм.

Резонансне поглинання гама-квантів ядрами загалом не відбувається, бо енергія γ-квантів, які утворюються в результаті γ-розпаду радіонуклідів, відрізняється від різниці енергій ядерних рівнів.

Існують ядра, які мають однакову кількість протонів і нейтронів, але відрізняються своїми радіоактивними властивостями, перш за все, періодом напіврозпаду. Такі ядра називаються ізомерними.

Ядерна ізомерія – існування у деяких ядер поряд з основним станом достатньо довгоживучих (метастабільних) збуджених станів, що називаються ізомерними. Явище ядерної ізомерії було відкрите у 1921 році О. Ханом у продуктах β-розпаду ²³⁴Th – ядрах ²³⁴Pa.

Ядро-ізомер, яке має більшу енергію прийнято називати збудженим чи метастабільним і позначати додатковим індексом m, який ставиться біля масового числа: ^234mPa, ^80mBr. Перехід ядра з метастабільного у основний енергетичний стан називають ізомерним переходом. Ізомерний перехід також супроводжуться γ-випромінюванням.

Наприклад, ядро ⁸⁰Br, що утворюється в результаті захоплення нейтрона ядром ⁷⁹Br, може протягом 10^-13с перейти у основний стан і далі випромінювати β-частинки з періодом напіврозпаду Т₁=18 хв. А може перейти у метастабільний стан ^80mBr, з якого воно буде переходити у стабільний стан значно повільніше і період напіврозпаду його β-розпаду буде становити Т₂=4,4 години. При цьому, оскільки в обох випадках β-частинки випромінюються з одного і того ж енергетичного рівня, енергетичні спектри ядерних ізомерів будуть однаковими.

Радіоактивний розпад ядерного ізомера може відбуватись безпосередньо і з метастабільного енергетичного рівня. Наприклад, ядро ⁶⁰Co у 10% випадків зазнаэ β-розпаду безпосередньо з метастабільного стану і в 90% випадків – за рахунок попереднього вивільнення γ-кванта.

Явище ядерної ізомерії особливо розповсюджене в області „магічних” значень кількості протонів і нейтронів (50,82 та 126 – див. розділ І). Наприклад, відомі ^93mNb, ^135mBa, ^199mHg.

Спонтанне ділення ядра – це самовільний розпад важких ядер на два (рідко - на три чи чотири) ядра-уламки. Спонтанне ділення відбувається без зовнішнього збудження, але закономірності його ті ж самі, що і у примусового ділення ядра, тобто ядерної реакції ділення (див. розідл IV). Після відкриття ядерної реакції ділення ядер урану-235 під дією нейтронів стало зрозуміло, що спонтанне ділення ядер на Землі можна спостерігати тільки під товстим шаром води чи грунту, оскільки космічні промені постійно створюють у атмосфері нашої планети вільні нейтрони, які можуть викликати примусове ділення ядер, а спонтанне ділення внаслідок однакових закономірностей прояву практично неможливо відрізнити від примусового. На практиці спонтанне ділення вперше було виявлене радянськими фізиками Г.Н.Фльоровим та К.А. Петржаком в результаті спостережень у Московському метрополітені (на станції „Динамо”) на глибині 60 м.

Пояснити механізм і побудувати якісну модель спонтанного ділення ядер дозволяє краплинна модель будови атомного ядра (див. розділ І). Згідно з формулою Вейцзекера (рівняння (1.15)) можливість ділення важких ядер зумовлена тим, що питома енергія зв’язку нуклонів у ядрі, починаючи з підгрупи заліза, зменшується із подальшим збільшенням масового числа внаслідок зростання значення третього члена рівняння (1.15), відповідального за кулонівське відштовхування протонів, енергія якого пропорційна Z²/R. У результаті цього ядру енергетично вигідно розпастись на більш легкі енергетично стійкі фрагменти. Отже, спонтанне ділення стає енергетично вигідним починаючи з Z=50. Проте завдяки електростатичному відштовхуванню між потенційними уламками виникає потенційний бар’єр, який не дозволяє ядру розділитись і зумовлює існування спонтанного ділення як особливого виду радіоактивності, що спостерігається лише у надважких (Z ≥ 90) ядер. Енергетичній вигідності спонтанного ділення відповідає умова Z²/А≥ 16, а миттєвому діленню – Z²/А≥ 47.

У рамках квантової механіки механізм спонтанного ділення аналогічний механізму α-розпаду, тобто подолання потенційного бар’єру завдяки тунельному ефекту (шляхом тунелювання).

Спонтанне ділення відбувається одночасно з α-, β- чи γ-розпадом. Проте, якщо у хімічних елементів з Z=90-100 один акт спонтанного ділення припадає на міліони актів ділення по α- чи β- типу радіоактивного розпаду, то у ядер з Z >100 періоди напіврозпаду обох типів радіоактивності вирівнюються, а з подальшим зростанням Z спонтанний розпад стає основним типом радіоактивності (див. таблицю 3.4). Зменшення логарифму періоду спонтанного ділення (Т_1/2) ядер від функції Z²/А має прямолінійну залежність. Отже, спонтанне ділення ядра є домінуючим процесом розпаду надважких ядер.

Таблиця 3.4.

Залежність періоду напіврозпаду спонтанного ділення надважких ядер від порядкового номеру хімічного елемента

Порядковий номер хімічного елемента (Z)	Радіонуклід	Період напіврозпаду спонтанного ділення (Т1/2)
92 92 94 96 98 100 102	235U 238U 244Pu 249Cm 249Cf 256Fm 259No	1,8 1017 років 8,0 1015 років 2,5 1010 років 2,5 106 років 60,5 діб 160 хвилин 58 секунд

Різноманітність варіантів уламкових пар не дозволяє встановити певне однозначне правило зсуву спонтанного розпаду: з найбільшою вірогідністю реалізується несиметричне ділення на важкий та легкий уламки, заряди і маси яких складають 60% і 40% від заряду і маси вихідного ядра. Якщо для U і Pu характерний асиметричний по масі розпад, то у хімічних елементів з Z =100-102, наприклад Fm, превалює симетричний поділ.

Оскільки відношення N/Z для ізотопів важких елементів більше за таке для ізотопів середини Періодичної системи, спонтанне ділення супроводжується випромінюванням нейтронів (в середньому від 2 до 4). Крім того, уламки ділення теж перегружені нейтронами і є β-радіоактивними.

По своїм основним характеристикам: величині енергії, що виділяється при радіоактивному розпаді, мас-спектрі уламків ділення, кількості і енергії вторинних нейтронів, спонтанне ділення дуже схоже з ядерною реакцієї ділення під дією нейтронів (див. розділ IV).

Спонтанне ділення і α-розпад – основні види радіоактивності, що обмежують перспективи отримання нових трансуранових хімічних елементів.

Розрізняють простий та складний радіоактивний розпад. Простий радіоактивний розпад нестабільного атомного ядра призводить до утворення стабільного. При складному радіоактивному розпаді виникає інше нестабільне (дочірнє) ядро, яке, у свою чергу, теж розпадається. Цей процес може бути багатоступеневим і тривати до утворення стабільного ядра. Таким чином, складний розпад зумовлює існування радіоактивних сімейств – рядів нестабільних α- або β-радіоактивних ядер, які послідовно утворюються один з одного. Кожне радіоактивне сімейство має свого родоначальника – початкове материнське нестабільне ядро і кінцевий стабільний ізотоп, яким сімейство закінчується. На Землі відомі три основні радіоактивні сімейства, родоначальниками яких є ²³⁵U (тип 4q+3), ²³⁸U (тип 4q+2) та ²³²Th (тип 4q) і які закінчуються утворенням 3-х стабільних ізотопів плюмбуму – ²⁰⁷Pb, ²⁰⁶Pb та ²⁰⁸Pb відповідно. Повністю склад цих сіместв наведений у [2]. Радіоактивне перетворення членів цих сімейств триває на нашій планеті з моменту її утворення і понині. Оскільки до складу радіоактивних сімейств входять лише α- або β-радіонукліди хімічних елементів, то стабільний ізотоп, яким закінчується сімество, належить до того ж типу атомних ядер, що і родоначальник. У минулі геологічні епохи на Землі існувало ще радіоактивне сімейство ²³⁷Np (тип 4q+1), члени якого характеризувались малими періодами напіврозпаду, і насьогодні вже повністю розпались.

Характеристика природних радіонуклідів тa їх викоритання у прикладних наукових дослідженнях

Довгий час після відкриття явища радіоактивності вважалось, що природна радіоактинвість притаманна лише трансурановим елементам. Проте з удосконаленням приладів для фіксації іонізуючого випромінювання було однозначно доведено, що велике значення Z не є необхідною умовою наявності радіонуклідів у даного хімічного елемента.

Ще у 1907 році був відкритий природний радіонуклід калія (Z=19). Дослідження, проведені фізиками протягом ХХ століття, показали, що 46 хімічних елементів з Z ≤ 83 мають природні радіоактивні ізотопи. Отже, радіоактивність – це загальна властивість усіх хімічних елементів, усього матеріального світу, Всесвіту.

Біосфера Землі нараховує понад 80 радіонуклідів природного походження. У таблиці 3.5 показані детально вивчені наукою природні радіонукліди хімічних елементів, розташованих у Періодичній системі до урану, а також наведені типи їх радіоактивного розіпаду та значення періодів напіврозпаду. Як видно з цієї таблиці, α- і β-розпад широко розповсюджені у природі, а γ-розпад і К-захоплення зустрічаються рідко. За значенням порядкового номеру хімічного елемента у Періодичній системі природні радіонукліди поділяють на такі три групи:

- легкі (Z < 19);

- середні (19 ≤ Z ≤ 83)

- важкі (Z > 83);

У геохімії природні радіонукліди класифікують за походження на такі три групи: важкі, загально-літосферного та космогенного походження.

Таблиця 3.5.

Природні радіоактивні ізотопи елементів з Z ≤ 83

Ізотоп	Тип розпаду	Період напіврозпаду, роки	Ізотоп	Тип розпаду	Період напіврозпаду, роки
3Н 10Ве 14С 22Na 32Si 33P 35S 36Ce 37Ar 40K 45Ca 50V 54Сr 58Fe 64Ni 64Zn 70Zn 76Ge 82Se 85Kr 87Rb 88Sr 96Zr 92Mo 100Mo 100Cd 116Cd 113In	β β β β+, γ β β β β β β, K-захопл., γ β β β β β β β β β β β β β β β β β K-захоплення	12,26 2,5·106 5,76·103 2,58 710 0,07 0,39 4,4·105 0,09 1,25·109 2·1016 4,8·1014 > 6·1015 > 3·1014 > 3·1015 > 8·1015 > 1015 2·1016 > 1017 10,3 6,16·1010 > 3·1016 > 5·1017 > 4·1018 > 3·1017 > 6·1016 > 1017 > 1014	115I 124Sn 123Te 130Te 133Ba 136La 142Ce 141Pr 144Nd 150Nd 147Sm 159Tb 154Dy 165Ho 169Tu 175Lu 176Lu 180Ta 186W 187Re 187Os 192Оs 190Pt 192Pt 198Pt 197Au 204Pb 200Bi	β β K-захоплення β α β, K-захоплення α α α β α α α α α α β β, K-захоплення β β K-захоплення β α α β α α α	6·1014 2·1017 > 1013 1,4·1021 > 1015 7·1010 5·1015 > 2·1016 5·1016 5·1010 6,7·1011 > 5·1016 > 1018 > 6·1016 > 5·1016 1·1017 2,4·1010 2·1013 > 6·1015 4·1012 > 1015 > 1014 5,9·1011 ~1015 > 3·1016 > 3·1016 > 1,4·1017 2,7·1017

Легкі природні радіонукліди утворюються переважно шляхом ядерних реакцій компонентів космічного випромінювання з елементами атмосферного повітря у верхніх шарах атмосфери [2]. Оскільки інтенсивнсть космічного випромінювання, яке потрапляє на нашу планету можна вважати сталою, концентрацію легких природних радіонуклідів, що утворюються за певний проміжок часу, також можна вважати постійною.

Постійна швидкість радіоактивного розпаду та його незалежінсть від зовнішніх факторів роблять радіометричне датування незамінним у

Серед легких природних радіонуклідів найбільш важливими є тритій і ¹⁴С, які широко використовуються у наукових дослідженнях та для датування віку археологічних знахідок.