Материал: лаба #3

Лабораторная работа №3

ОПРЕДЕЛЕНИЕ СРЕДНЕГО ПРОБЕГА И ЭНЕРГИИ α-ЧАСТИЦ.

Цель работы: ознакомление с теорией α-распада, практическое изучение поглощения α-частиц молекулами воздуха, измерение интенсивности излучения.

Оборудование: набор источников α-излучения, детектор α-частиц сцинтилляционного типа БДЗА2-01, измеритель скорости счета УИМ2-2.

Краткая теория α-распада.

Явление α- распада радиоактивного ядра состоит в самопроизвольном испускании ядром α-частицы, состоящей из двух протонов и двух нейтронов и представляющей собой ядро атома гелия:

(1)

где А - массовое число; Z - зарядовое число исходного ядра; X - символ какого-либо химического элемента.

Масса α-частицы равна 4,00273 а.е.м., спин и магнитный момент нулевые, энергия связи 28,11 МэВ.

В природных условиях встречается 26 α-радиоактивных ядер. Из них 19 наиболее тяжелых (А > 200) входят в состав трех семейств или рядов, представляющихся друг в друга посредством последовательных α- и β-распадов. Эти ряды называются по наиболее долгоживущему члену ряда урановым и ториевым. Начинаются они соответственно c U²³³, U²¹⁵ и Th²³², а заканчивается стабильными изотопами свинца Pb²⁰⁶, Pb²⁰⁷ и Pb²⁰⁸. Среди встречающихся в природе ядер с А < 200 α-распад испытывают только К⁴⁰, Rb⁸⁷, In¹¹⁵, La¹³⁸, Sm¹⁴⁷, Lu¹⁷⁶, Re¹⁸⁷. Кроме этого получено более 100 искусственных α-активных изотопов как тяжелых, так и легких ядер. Среди них также выделяют ряд, называемым нептунием, начинающийся с Np²³⁷ и заканчивающийся стабильным Bi²⁰⁹.

Необходимым (но недостаточным) условием α-распада является следующее энергетическое условие:

(2)

Здесь m_α – масса α-частицы, а _ZM^A и _Z-2M^A-4 – массы соответствующих ядер. Можно записать это условие в другом виде, используя понятия энергии распада и энергии связи:

Е_{РАСПАДА} = Е_СВ(А-4, Z-2) + E_CВ(α) - E_CВ(A, Z) > 0 (3)

То есть, распад может происходить, только если сумма энергий связи продуктов распада больше энергии связи исходного ядра. Учитывая, что энергия связи ядра равна работе по разделению этого ядра на отдельные невзаимодействующие нуклоны (протоны и нейтроны), а энергия распада равна сумме кинетических энергий продуктов распада, легко увидеть в условии (3) выражение фундаментального закона сохранения энергии.

В соответствии с законами сохранения энергии и импульса, для определенного конкретного распадающегося изотопа кинетическая энергия всех вылетающих α-частиц одинакова (см. рис. 1), другими словами спектр α-частиц является моноэнергетический. Однако точные измерения энергий во многих случаях выявляют тонкую структуру спектра, объясняющуюся тем, что распад идет не только на основной, но и на возбужденные уровни дочернего ядра (рис. 2). Кроме того, возможен распад из возбужденных состояний исходных ядер, приводящий к испусканию так называемых длиннопробежных α-частиц, обладающих большей энергией, чем основная группа.

Рис. 1 Рис. 2

Изменение количества ядер радиоактивного изотопа со временем описывается основным законом радиоактивного распада:

N=N₀exp(-λt) (4)

Где N₀ - число ядер в начальный момент времени, λ - постоянная распада, имеющая смысл вероятности распада за единицу времени.

Величина τ=λ^-1 называется средним временем жизни радиоактивного ядра. Чаще всего для характеристики устойчивости ядер относительно распада используют период полураспада Т_1/2, равный промежутку времени, за который распадается половина исходного количества ядер. Зная это, из формулы (4) легко найти:

λ·Т_1/2=ln2.

Подставив в (4) вместо λ ее выражение через Т_1/2, получим другую форму основного закона распада:

N=N₀·2^-t/T1/2

Число радиоактивных ядер трудно измерить непосредственно, в эксперименте обычно измеряют количество ядер, распадающихся в единицу времени. Эту величину называют активностью:

(5)

Видно, что для активности справедлив тот же экспоненциальный закон, что и для количества ядер.

Периоды полураспада α-активных ядер меняются в гром. пределах (от 10^-13 с до 10¹⁵ лет), энергии всех излучаемых α-частиц лежат в узком интервале приблизительно от 4 до 9 МэВ. Однако эти величины связаны друг с другом. Связь периода полураспада Т_1/2 с энергией вылетающих α-частиц Е дает эмпирический закон Гейгера-Неттола:

или (6)

где а, b, C, D- константы, не зависящие от А и слабо зависящие от Z.

Процесс α-распада можно разделить на два этапа: образование α-частицы из нуклонов ядра и испускание ее ядром. Вероятность, а значит и скорость протекания первого из этих этапов существенно больше, поэтому время жизни α-активных ядер определяется в основном вероятностью испускания α-частицы ядром. Для выхода из ядра α-частица должна преодолеть притяжение остальных нуклонов, действующее только на расстоянии порядка радиуса ядра.

Рис. 3

Потенциал, действующий на α-частицу внутри ядра, известен недостаточно, но его конкретный вид мало сказывается на получающихся из теории характеристиках распада. В первом приближении принято предполагать, что такой потенциал имеет форму сферической потенциальной ямы радиуса R с вертикальными стенками (рис. 3). За пределами ямы взаимодействие α-частицы с ядром описывается отталкивательным кулоновским потенциалом:

Оценка высоты потенциального барьера, препятствующего вылету

α-частицы U(R) дает значение 30 МэВ. Энергия же вылетающих из ядра частиц, как уже говорилось, лежат в пределах от 4 до 9 МэВ. Поэтому с точки зрения классической механики α-распад невозможен.

Объяснение α-распада и закона Гейгера-Неттола дает только квантовая механика. Для микрочастиц оказывается возможным прохождение «сквозь» потенциальный барьер (туннельный эффект). Этот чисто квантовый эффект связан с наличием у α-частиц волновых свойств, благодаря которым вероятность обнаружения (квадрат модуля волновой функции) частицы в области под барьером (где U > E_α) не равна нулю, но экспоненциально убывает вглубь барьера. Если барьер имеет конечные размеры, то по другую его сторону волновая функция, а стало быть, и вероятность обнаружения α-частицы будет не равной нулю, то есть потенциальный барьер не является абсолютным препятствием для микрочастиц.

Как показывает квантово-механический анализ, коэффициент прозрачности барьера (то есть вероятность прохождения частицы через этот барьер) изображенного на рис. 3, можно вычислить по формуле:

(7)

где µ_α - приведенная масса α-частицы и дочернего ядра. Если вместо U(r) подставить: , как это предполагалось выше, то интеграл в формуле (7) легко берется и получается:

Постоянная распада λ зависит не только от прозрачности барьера, но и от вероятности формирования α-частицы и характера ее движения внутри ядра. Точное вычисление λ требует знания деталей внутриядерных процессов, однако приближенно можно считать, что она прямо пропорциональна d, то есть λ=K·d (в качестве грубой оценки множителя К можно взять величину, обратную времени, которое α-частица затрачивает на прохождение расстояния, равного диаметру ядра, это даст около 10²¹ с^-1). Тогда:

,

откуда легко получается формула (6).

2. Взаимодействие α-частиц с веществом.

При прохождении через вещество любая заряженная частица теряет кинетическую энергию на ионизацию и возбуждение атомов вещества. Эти потери и определяют пробег частицы. Зависимость удельной ионизации (то есть числа электронов в 1 см³), производимой частицей от расстояния х, пройденного этой частицей, называется кривой Брегга, которая приведена на рис. 4. Экспериментально установлено, что независимо от энергии частицы она теряет в каждом акте ионизации около 35 эВ, поэтому, зная энергию α-частицы, можно примерно вычислить после скольких актов ионизации она полностью затормозится. Вероятность ионизации атомов среды при энергиях α-частиц в несколько МэВ примерно 10³ раз больше вероятности ядерного взаимодействия. Поэтому путь большинства α-частиц в среде прямолинеен (отклоняются только частицы, «столкнувшиеся» с ядром).

Рис. 4

Для α-частицы, испускаемой естественными изотопами, связь среднего пробега R_α в воздухе и кинетической энергии Е определяется следующей эмпирической формулой, справедлив для R_α в диапазоне от 3 см до 7 см (R_α - в сантиметрах, Е - в МэВ):

, (8)

Вид кривой прохождения α-частицы через вещество (то есть зависимости числа прошедших через вещество частиц от толщины слоя вещества) показан на рис. 5. Средний пробег Rα определяется как толщина вещества, поглощающего половину частиц, а экстраполированный пробег R_Э получается экстраполяцией по касательной из точки кривой, соответствующей среднему пробегу R_α.

Вследствие флуктуаций числа ионизационных столкновений и флуктуаций потерь энергии в отдельных столкновениях, пробеги монохроматических частиц имеют статистический разброс около среднего, описываемый функцией Гаусса. Этот разброс характеризуется шириной δ дифференциальной кривой прохождения частиц через вещество на половине максимальной высоты. Средний пробег R_α соответствует максимуму дифференциальной кривой.

Рис. 5

Экспериментальная часть:

В настоящей работе в качестве среды, в которой поглощаются α-частицы, используется воздух. Источником частиц служит препарат изотопа плутония Pu²³⁹, нанесенный тонким слоем на металлическую подложку (в круглом углублении). Детектор α-частиц - прибор сцинтилляционного типа БДЗА2-01. К нему присоединен измеритель скорости счета УИМ2-2.

Изменяя расстояние между источником и детектором, мы тем самым изменяем толщину слоя воздуха, поглощающего α-частицы, и, таким образом, можем снять кривую поглощения α-частиц в воздухе.

Подготовка к работе.

1.Вывернуть до отказа микрометричекий винт, регулирующий расстояний между радиоактивным источником и детектором, установив максимальное расстояние между детектором и держателем источника. Получить у лаборанта источник α-частиц.

2. Установить источник в держатель активным слоем к детектору и, плавно вращая микрометрический винт, установить источник на минимальное расстояние от детектора, однако не задевая его.

3. Все клавиши на передней панели измерителя скорости счета, кроме клавиши «Измерение I», должны быть отжаты.

Прибор УИМ2-2 включается нажатием клавиши «сеть», измерения начинать не ранее, чем через 5 минут после включения прибора. Прибор имеет две измерительных шкалы, которые автоматически переключаются в зависимости уровня сигнала. При этом справа от стрелочного прибора загорается множитель, на который нужно умножать его показания.