Материал: Белозеров В.И., Жук М.М., Кузина Ю.А., Терновых М.Ю. Физика и эксплуатационные режимы реактора ВВЭР-1000

Вследствие испускания α-частицы заряд ядра уменьшается на две единицы, а массовое число – на четыре единицы. Пример α- распада:

Учитывая в уравнении (1.12.1), что та = mα и Z – Z1 = 2, получится энергетическое условие α-распада. Заменив ma + 2me величи-

Так как энергия Wр > 0, то α-распад возможен в том случае, когда масса материнского ядра больше суммы масс дочернего ядра и

ядра гелия 42 He. В последнем примере масса 238U превышает сум-

марную массу 23490 Th и 42 He на М = 0,0045 а.е.м.

Процесс α-распада имеет две особенности, которые были найдены на основе экспериментального изучения α-распада.

1. Постоянная распада λ и энергия α-частиц Еа связаны законом

Для всех семейств постоянная В1 одна и та же, а постоянная B2 изменяется от семейства к семейству. Закон Гейгера–Неттола показывает, что чем короче время жизни α-излучателя, тем больше энергия α-частицы.

Энергия α-частиц, покидающих ядра различных α-излучателей, меняется в пределах 4÷9 МэВ. Она значительно меньше энергии, которую α-частицы должны бы получить после α-распада при ускорении в электрическом поле ядра. Например, в α-распаде:

23892 U → 23490Th

потенциальная энергия отталкивания α-частицы на границе ядра тория составляет около 30 МэВ. Следовательно, α-частица после преодоления потенциального барьера должна ускориться не менее чем до 30 МэВ. Однако экспериментально наблюдаются только α- частицы с энергией 4,2 МэВ.

Как объяснить закон Гейгера–Неттола? Почему энергия испускаемых α-частиц сравнительно невысока? Ответы на эти вопросы

41

дает квантовая механика. Перед началом α-распада во многих ядрах уже существует по одной α-частице. Она движется с энергией Eα′ . Если бы не было потенциального барьера, α-частица выходила

бы из ядра с энергией Eα = Eα′ −V0 (рис. 1.10), где V0 – глубина по-

тенциальной ямы. Как раз такая энергия α-частиц и наблюдается экспериментально. Покидая ядро, α-частица как бы не замечает существование потенциального барьера.

Согласно законам квантовой механики α-частицам присущи волновые свойства. Поэтому при попадании на стенку потенциального барьера они отражаются от нее, как волны. Однако от стенки отражаются не все α- частицы. Часть их проникает сквозь стенку и уходит из радиоактивных ядер с энергией Eα. Эффект просачивания α-частиц через потенциальный барьер при энергиях ниже его высоты называют туннельным эффектом. Им объясняется причина низких энергий α-частиц в α-распаде.

С ростом энергии Eα′ уменьшается ширина потенциального барьера (см. рис. 1.10). Чем уже потенциальный барьер, тем больше вероятность выхода α-частицы из ядра. Таково физическое объяснение закона Гейгера–Неттола.

Долю столкновений α-частиц с потенциальным барьером, приводящих к α-распаду, называют коэффициентом прозрачности D. С увеличением энергии α-частицы коэффициент прозрачности растет и становится равным единице при энергиях Eα, больших высоты потенциального барьера V k.

При внешнем облучении ядра α-частицами или другими заряженными частицами с энергиями Eα < V k коэффициент прозрачности показывает долю частиц, проникающих в ядро через потенциальный барьер. Эти частицы вступают во взаимодействие с ядром, вызывая ядерные превращения.

42

Энергия α-частиц зависит от энергетического состояния дочернего ядра после α-распада. Если дочернее ядро образуется только в основном состоянии, то испускаются моноэнергетические α- частицы. Если же дочернее ядро образуется как в основном, так и в возбужденных состояниях, то испускаются несколько энергетических групп α-частиц и γ-кванты. Следовательно, спектр α-частиц

дискретный. В α-распаде 23592 U наблюдается три группы α-частиц с энергиями 4,559; 4,370 и 4,170 МэВ.

Дочерние ядра 23190 Th образуются в основном состоянии и на двух возбужденных уровнях. Дальнейший переход тория из возбужденного состояния в основное сопровождается излучением γ- квантов.

1.13.Бета-распад

Вβ-распаде происходит превращение одних изобаров в другие. Одна из особенностей β-распада – это сплошной энергетический

спектр β-частиц f(Ее) (рис. 1.11). Энергия β-частиц изменяется от нуля до энергии распада, которую называют максимальной (гра-

ничной) энергией Eeмакс . Кроме пози-

трона (электрона), в β-распаде испускается нейтрино ν (антинейтрино ν ). Оно характеризуется спином h/2, движется, как и γ-квант, со скоростью света, не имеет массы покоя и заряда. Нейтрино обладает огромной прони-

кающей способностью, поэтому заре- Рис. 1.11. Энергетический спектр гистрировать его очень трудно.

Энергия β-частицы Ee = Eeмакс − Eν . Она зависит от энергии Eν, уносимой нейтрино, что и является причиной сплошного спектра β-частиц. В среднем с β-частицами освобождается 1/3 Eeмакс , которая измеряется в эксперименте. Такое кажущееся нарушение закона сохранения энергии в β-распаде вызвало в свое время сомнения в применимости этого закона для микромира. В 1933 г. швейцар-

43

ский физик Паули теоретически обосновал испускание нейтрино и закон сохранения энергии в β-распаде.

По современной теории испускание β-частиц и нейтрино (антинейтрино) в β-распаде связано с превращением нуклонов в ядре. Электроны и позитроны возникают в процессе превращения нейтрона в протон или протона в нейтрон.

Если ядро содержит избыток нейтронов по сравнению со стабильным ядром с тем же порядковым номером Z, то происходит β- распад, в котором нейтрон в ядре заменяется протоном:

Порядковый номер ядра увеличивается на единицу, а массовое число остается постоянным. Энергия β–-распада находится из уравнения

Энергия распада Wp – положительная величина. Поэтому β- распад возможен только тогда, когда масса материнского атома М(Z,А) больше массы дочернего атома М(Z + 1,А).

Если ядро содержит избыток протонов, то его состав изменяется

Такое превращение протона в нейтрон может происходить только в ядре. В свободном состоянии протон – стабильная частица. Массовое число при β+-распаде не изменяется, а заряд ядра уменьшается на единицу. Энергетическое условие β+-распада отличается по записи от β–-распада [1]:

Wp = M(Z,A) – M(Z – 1,A) – 2me. (1.13.4)

Позитронный распад наблюдается в тех случаях, когда масса материнского атома больше массы дочернего атома не менее, чем на две электронные массы.

Последний, третий тип β-распада называют электронным захватом. Материнское ядро с избытком протонов захватывает орбитальный электрон из атомных оболочек. После захвата электрона, как и в позитронном распаде, один протон в ядре превращается в нейтрон:

Электронный захват обозначают так же, как и оболочку. Так, захват электрона с K-оболочки называют K-захватом, с L-оболочки

– L-захватом и т.д., а электроны, участвующие в этих процессах,

обозначают eK и eL и т. д.

В электронном захвате порядковый номер уменьшается на единицу (Z – Z1 = +1), а один электрон исчезает, поэтому энергия распада по уравнению (1.13.5):

где индекс n = K, L и т. д. – обозначение атомных оболочек. Следовательно, электронный захват может наблюдаться у материнского атома, масса которого больше массы дочернего атома. Уравнение электронного захвата

Над стрелкой, указывающей радиоактивный распад, записывают обозначение оболочки, с которой захватывается электрон. Пример K-захвата:

Энергия K-захвата WpK = 0,864 МэВ.

1.14. Пробег тяжелых заряженных частиц в веществе

Заряженная частица проходит в веществе некоторое расстояние, прежде чем потеряет всю кинетическую энергию. Полный путь заряженной частицы в веществе до остановки называют ее линейным пробегом R. Линейный пробег определяется удельными потерями энергии. Чем больше плотность атомных электронов и заряд частицы, тем выше эти потери и тем меньше пробег частицы в веществе. Тяжелые заряженные частицы, взаимодействующие в основном с атомными электронами, мало отклоняются от направления своего первоначального движения. Поэтому пробег тяжелой частицы измеряют расстоянием по прямой от источника частиц до точки ее остановки.

Хорошей иллюстрацией торможения α-частиц в воздухе служит кривая (рис. 1.12), которую получил в 1905 г. английский физик Брэгг для моноэнергетических α-частиц с начальной энергией 7,68 МэВ. С удалением частиц от источника удельная ионизация

45