Реферат: Радіоактивність
Імовірність
проникнення a- частинок крізь потенціальний бар’єр визначається його прозорістю
Д. При цьому стала радіоактивного розпаду l, яка визначає
імовірність розпаду за одиницю часу, дорівнює добутку “ прозорості “ бар’єра на
число зіткнень n a- частинки з внутрішніми стінками бар’єра, тобто
l = Д n, (3.2.2.3)
 , (3.2.2.4)
де ma - маса частинки, r
– ширина потенціального бар’єра; n – число ударів a- частинки об стінку
потенціального бар’єра; Д – прозорість бар’єра у цьому місці.
Мала прозорість Д бар’єра для проникнення
крізь нього a- частинки пояснює малу імовірність a- перетворення (мала
стала розпаду l) і великий період піврозпаду. Це і є пояснення закону Гейгера –
Неттола.
При a- розпаді дочірнє ядро,
як правило, перебуває у збудженому стані і енергетично є нестабільним. Перехід
з такого збудженого стану в нормальний стан супроводжується випромінюванням g-квантів. Середній час
збудженого стану не перевищує 10-13 с.
Дискретний
спектр a-
випромінювання характеризує енергетичну структуру ядра атома. Пояснити дискретний
спектр a-
випромінювання можна, виходячи лише із оболонкової моделі будови атомного ядра.
б).
Закономірності b- розпаду
Бета-розпад
ядер радіоактивних елементів почали вивчати незабаром після відкриття
радіоактивності. Відомі три види b-розпаду. Серед них b--розпад, b+- розпад і К-захват.
Експериментально було встановлено, що b- випромінювання
складається з електронів або позитронів і що ці види випромінювання
супроводжуються випусканням нейтрино або антинейтрино. Нейтрино – це
елементарна частинка з нульовим електричним зарядом і масою спокою рівною нулю.
Нейтрино має півцілий спін подібно до електрона. Аналогічні характеристики має
антинейтрино.
Правила
зміщення для різних видів b- розпаду можна записати так:
а). електронний
b-
розпад
 (3.2.2.5)
б). позитронний
b-
розпад
 (3.2.2.6)
в). К-захват,
або захват ядром електрона з К-оболонки
 (3.2.2.7)
де  материнське ядро;  дочірнє ядро;  електрон;  позитрон;  антинейтрино;  нейтрино.
Для пояснення
різних видів β-радіоактивності прийшлось подолати значні труднощі. Перш за
все слід було обґрунтувати походження електронів в процесі b-розпаду.
Протонно-нейтронна будова ядра усуває вилітання з ядра електронів оскільки їх
там немає.
Сучасна
теорія b-
розпаду ґрунтується на теорії, розробленій Фермі в 1931 р. Фермі у цій теорії
стверджує, що протон або нейтрон можуть взаємно перетворюватись в пару частинок
позитрон-нейтрино або електрон-антинейтрино. Така пара частинок породжується в
ядрі дякуючи слабким взаємодіям подібно тому, як випромінюється фотон за
рахунок електромагнітних взаємодій. При цьому слід мати на увазі, що до процесу
b-розпаду
всередині ядра немає ні електрона ні нейтрино.
Найпростішим
прикладом b- розпаду є перетворення вільного нейтрона в протон з періодом
піврозпаду 12 хв.:
 (3.2.2.8)
де  антинейтрино;  електрон.
Такі перетворення
нейтронів в протони були виявлені ще у 1950 році при дослідженні потужних
нейтронних пучків атомних реакторів.
Процес
перетворення нейтрона в протон в ядрах атомів супроводжується виконанням
законів збереження електричних зарядів, імпульсу, масових чисел, лептонних
зарядів та ін. Крім того, таке перетворення енергетично можливе, тому що маса
нейтрона в спокої перевищує масу атома водню, тобто протона і електрона разом
узятих. Різниця в масах нейтрона й протона з електроном дорівнює 0.782 МєВ.
За рахунок цієї енергії може відбуватись самочинне перетворення нейтрона в
протон.
При
позитронному розпаді, тобто процесі перетворення одного із протонів ядра в
нейтрон, недостаток енергії для такого перетворення доповнюється ядром
 (3.2.2.9)
де  нейтрино, відрізняється
від антинейтрино лише знаком лептонного заряду (для нейтрино –1, а для
антинейтрино +1).
Випадків
перетворення вільного протона в нейтрон з випромінюванням нейтрино й позитрона
поки що не спостерігалось. Такі перетворення заборонені законом збереження маси
( баріонного заряду ).
Третій вид b- радіоактивності – електронне захоплення було відкрите ще у 1937 році
американськими фізиками. Цей вид радіоактивності полягає в тому, що ядром можуть
бути захоплені електрони з електронної оболонки власного атома. При цьому це
можуть бути K-, L-, M- електрони. Те, що такий процес можливий, пояснюється в
квантовій механіці. З квантової точки зору електронних орбіт в атомах не існує
через хвильові властивості електронів. Перебування електронів на оболонках має
імовірнісний характер. Перебування електронів біля ядра і навіть у ядрі
законами квантової механіки не забороняється. Тому в тих випадках, коли
материнське ядро дещо перенасичене протонами, можливий електронний захват
згідно з схемою:
 (3.2.2.10)
Електронний захват завжди супроводжується
рентгенівським випромінюванням.
Енергетичний
спектр b-
випромінювання є завжди суцільним з різкою межею для деякої максимальної
енергії Еmax (рис.3.2.2.).
Гіпотеза про те, що b- частинки народжуються
лише певних енергій, а потім частину її втрачають при вилітанні з ядер, не підтверджується
експериментально. Все пояснюється дуже просто: це перш за все процес народження
двох частинок – електрона й антинейтрино або позитрона й нейтрино. У випадку,
коли електрон має енергію Еmax, антинейтрино має енергію рівну нулю.
Між двома частинками в процесі радіоактивного розпаду енергія розподіляється
довільно.
3.2.3 Гамма-випромінювання. Взаємодії g- променів з речовиною
Якщо ядро збуджене і знаходиться в стані з більш
високою енергією, то воно може самочинно перейти на більш низький енергетичний
рівень, випустивши при цьому фотон. Відстані між енергетичними рівнями ядер
складають величину порядку 1-2 МеВ. Тому енергії фотонів, які
випускаються ядрами, в сотні і тисячі разів перевищують енергію фотонів атомних
оболонок. Такі високо енергетичні фотони, які випускаються ядрами атомів,
називаються гамма-фотонами або гамма-квантами.
Установлено, що гамма-випромінювання ядер не є
самостійним видом радіоактивності. Цей вид випромінювання завжди
супроводжується a- і b- випромінюванням.
Гамма-кванти є продуктом випромінювання не материнських а дочірніх ядер. За
проміжок часу 10-13 – 10-14с дочірнє ядро переходить у
нормальний або у менш збуджений стан, випромінюючи при цьому g- кванти строго
відповідних енергій. Тому спектр g- випромінювання має
дискретний характер.
При g- випромінюванні масове
число А і зарядове число Z не змінюються, тому таке випромінювання не
описується жодним правилом зміщення. При радіоактивних розпадах різних ядер g- кванти можуть мати
енергію від 10 кеВ до 5 МеВ .
Гамма-кванти мають нульову масу спокою, а тому не
сповільнюються середовищем. При проходженні g- квантів через
середовище вони можуть або поглинатись, або розсіюватись.
Гамма-промені відносяться до сильно проникаючого випромі-нювання в
речовині. Проходячи крізь речовину γ- кванти взаємодіють з атомами,
електронами і ядрами, у результаті чого їх інтенсивність зменшується.
Знайдемо закон ослаблення паралельного моноенергетичного пучка
γ- квантів у плоскій мішені. Нехай на поверхню плоскої мішені
перпендикулярно до неї падає потік γ- квантів Іо
(рис.2.3). Ослаблення пучка в речовині викликається поглинанням і розсіюванням
γ- квантів.
Рис.2.3
Розсіяний γ- квант втрачає частину своєї енергії при
зіткненні з електронами і змінює напрямок свого поширення. На відстані х від
зовнішньої поверхні потік γ- квантів ослабляється до величини І(х).
У тонкому шарі мішені товщиною dx з потоку виводиться dІ γ- квантів.
Величина dІ пропорційна потоку І(х) на поверхні шару і
товщині шару dx:
 . (3.2.3.1)
Знак мінус у правій частині рівняння показує, що в шарі потік
зменшується на dІ γ- квантів. Перепишемо це рівняння у вигляді:
 . (3.2.3.2)
Коефіцієнт пропорційності μ називають повним лінійним
коефіцієнтом ослаблення. Він має розмірність см-1 і чисельно
дорівнює долі моноенергетичних γ- квантів, які вибувають з паралельного пучка
на одиниці шляху випромінювання в речовині. Повний лінійний коефіцієнт
ослаблення залежить від густини, порядкового номера речовини, а також від
енергії γ- квантів:
 . (3.2.3.3)
Страницы: 1, 2, 3, 4 |
