Мир атомных ядер

Мир атомных ядер
РАДИОАКТИВНОСТЬ
Открытие радиоактивности (1896 г.)
Антуан Анри Беккерель
(1852 — 1908)
Нобелевская премия по физике 1903 г.
«В знак признания выдающихся заслуг, выразившихся в открытии
самопроизвольной радиоактивности»
N-Z диаграмма атомных ядер
Радиоактивность
Радиоактивность – свойство
атомных ядер самопроизвольно
изменять свой состав в результате
испускания частиц или ядерных
фрагментов.
Радиоактивный распад
• -распад – испускание ядрами -частиц,
• β-распад – испускание (или поглощение) лептонов,
•  -распад – испускание -квантов,
• спонтанное деление – распад ядра на два осколка
сравнимой массы.
К более редким видам радиоактивного распада
относятся испускание ядрами одного или двух
протонов, а также испускание кластеров – лёгких ядер
от 12С до 32S. Во всех видах радиоактивности (кроме
гамма-радиоактивности) изменяется состав ядра –
число протонов Z , массовое число А или то и другое
одновременно.
Радиоактивность
Радиоактивный распад может происходить только в
том случае, если масса исходного ядра M i больше
суммы масс продуктов распада
M
f
Mi   M f
.
Разность
Q  Mi   M f c
2
выделяется в виде энергии продуктов распада.
Постоянная распада 
Постоянная распада  характеризует вероятность
распада атомного ядра в единицу времени.
Если в образце в момент времени t содержится N
радиоактивных
ядер,
то
количество
dN
ядер,
распадающихся в интервал времени t — t + dt,
определяется соотношением
dN   Ndt
.
Знак «минус» означает, что общее число радиоактивных
ядер уменьшается в результате распада.
Закон радиоактивного распада
N (t )  N 0 e
 t
N 0 — количество ядер в радиоактивном источнике в начальный
момент времени t  0 ,
N (t ) — количество радиоактивных ядер, оставшихся в источнике в
момент времени t ,
 — постоянная распада.
Количество ядер радиоактивного источника, распавшихся за время t ,
N 0  N (t )  N 0 (1  e
 t
)
Постоянная распада 
Среднее время жизни 
Период полураспада T1/2
 — среднее время жизни ядра
dN
0 t dt dt

 dN
0 dt dt

T1/2 - период полураспада – время, за которое число
радиоактивных ядер уменьшается вдвое
T1/ 2
N0
 T1/ 2
 N 0e
2
ln 2 0,693


   ln 2


α-РАСПАД
-распад
-распад — распад атомных ядер, сопровождающийся
4
испусканием -частицы (ядра He ).
-распад происходит в результате сильного взаимодействия.
Энергия -распада Q
Необходимым условием -распада ядра ( A, Z ) является
M ( A, Z )  M ( A  4, Z  2)  M  ,
M ( A, Z ) — масса исходного ядра,
M ( A  4, Z  2) — масса конечного ядра,
M  — масса -частицы.
В результате -распада конечное ядро ( A  4, Z  2) и -частица
приобретают суммарную кинетическую энергию Q
Q   M ( A, Z )  M ( A  4, Z  2)  M   c 2 ,
Q — энергия -распада.
Из законов сохранения энергии и импульса следует, что энергия
-частицы T
M ( A  4, Z  2)
T  Q
M ( A  4, Z  2)  M 
.
Прохождение -частицы через потенциальный барьер
Вероятность прохождения -частицы с энергией T через потенциальный барьер V (r )
 2 R0

84
36
P  exp   
2  V (r )  T  dr   e
 10 .
  R

Физика процесса -распада
Вероятность -распада  равна произведению вероятности
обнаружить -частицу на границе ядра f на вероятность её
прохождения через потенциальный барьер P.
  f P
V
V
c
f 


1/3
1/3
2 R 2r0 A
2r0 A
1/2
 2(T  V0 ) 


2
 M c 
V — скорость -частицы внутри ядра V  (0,1  0, 2)c ,
T — кинетическая энергия -частицы,
M  — приведенная масса -частицы,
V0 — ядерный потенциал.
,
α-распад на возбужденные состояния ядра
Допустимые значения орбитального момента l, который
может унести α-частица, ограничены законами сохранения
момента количества движения и чётности
J f  Ji  l  J f  Ji
.
Jf и Ji – спины конечного и начального ядер. Из закона
сохранения чётности следует, что значение l должно быть
чётным, если чётности начального и конечного ядер
совпадают, и нечётным, если чётности различны.
-распад 255Fm
J p ( 255 Fm)  7 / 2 
255Fm
β-РАСПАД
-распад
Z равн 
A
0,015 A2/3  2
-радиоактивные ядра наблюдаются во всей области
значений массового числа A, начиная от свободного
нейтрона и кончая массовыми числами самых тяжёлых ядер.
-распад
-распад происходит в результате слабых взаимодействий.
На кварковом уровне при -распаде происходит превращение
d-кварка в u-кварк или превращение u-кварка в d-кварк. На
нуклонном уровне это соответствует переходам нейтрона в
протон или протона в нейтрон.
Энергия -распада
Q    M Я ( A, Z )  M Я ( A, Z  1)  me  c 2
Q    M Я ( A, Z )  M Я ( A, Z  1)  me  c 2
-
  -распад
-
  -распад
Qe -з   M Я ( A, Z )  me  M Я ( A, Z  1)  c 2
- е-захват
M Я - массы ядер, me - масса электрона.
В справочных таблицах обычно приводятся массы или избытки
масс атомов, поэтому для энергий -распадов в этом случае

Q    M ат ( A, Z )  M ат ( A, Z  1)  c 2
-  -распад
Q    M ат ( A, Z )  M ат ( A, Z  1)  c 2  2mec 2

-  -распад
Qe -з   M ат ( A, Z )  M ат ( A, Z  1)  c 2
M ат - массы атомов.
- е-захват
Спектр электронов -распада
Энергии -распада изменяются от 0.02 МэВ до ~20 МэВ.
3
3

H  He  e   e  0,02 МэВ
11
11

Li  Вe  e   e  20, 4 МэВ
Периоды полураспада изменяются от 10–3 с до 1016 лет.
-распады
ядер-изобар
A=27
e-захват
е-захват — захват ядром электрона из
электронной оболочки собственного атома.
В случае захвата ядром орбитального
электрона в конечном состоянии образуются две
частицы — конечное ядро и нейтрино. Так как это
двухчастичный распад распределение энергий
между образовавшимся ядром и нейтрино
является однозначным. Практически вся она
уносится нейтрино.
е-захват имеет существенное значение в
тяжелых ядрах, в которых К- и L-оболочки
расположены близко к ядру.
γ-ПЕРЕХОДЫ
γ-переходы в ядрах
Pf
Jf
f
Ef
P
J
i
P
Ji i
Ei
-переходы происходят в результате электромагнитного
взаимодействия.
Законы сохранения энергии E , момента количества
движения J и четности P в электромагнитных переходах:

 
J f  J i  J  или J i  J f  J   J i  J f ,
Pf  Pi  P или P  Pi  Pf ,
E f  Ei  E  TR .
TR - энергия ядра отдачи.
Магнитные и электрические
фотоны
Фотоны с определённым значением полного
момента J имеют разные значения орбитального
момента l и, следовательно, разные чётности. В
зависимости от чётности при определенном
значении J фотоны различают по типу на
магнитные и электрические:
J+1
l  J,
P  (1)  магнитные фотоны МJ;
J
l  J  1, P  (1)  электрические фотоны ЕJ.
Мультипольности γ-переходов
1
1
М1
E1
0
2
Е2
0
2
М2
0
0
Правила отбора по чётности имеют вид:
J
PP

(

1)
для EJ-фотонов;
i f
J 1
PP

(

1)
для MJ-фотонов.
i f
Вероятности испускания или поглощения
электрических
фотонов
описываются
приближенными соотношениями
1R
wMJ  ~  

2 J 1
магнитных и
следующими
1R
wEJ  ~  

2J
5
2
1
2

0.597 МэВ
t1 2  4.5 часа
Изомерные
состояния в ядрах
0.335
М4
9
2
0
115
49 In
Времена жизни -радиоактивных ядер в среднем имеют порядок не более
1017–1011 с. Однако в некоторых случаях при сочетании высокой степени запрета с
малой энергией перехода могут наблюдаться -радиоактивные ядра с временами
жизни до нескольких часов и даже лет. Такие долгоживущие возбужденные
состояния ядер называются изомерами. Примером изомера может служить изотоп
115
115
индия 49 In . Основное состояние 49 In имеет характеристики 9/2+. Первый
возбужденный уровень имеет небольшую энергию, равную 335 кэВ, и
характеристики 1/2–. Поэтому переход между этими состояниями происходит в
результате испускания М4  -кванта. Этот переход настолько сильно запрещен, что
период полураспада возбужденного состояния 335 кэВ равен 4,5 часа.
Резонансное поглощение -квантов
1958 г.
Рудольф Людвиг Мёссбауэр
(1929 — 2011)
Нобелевская премия по физике
1961 г.
«За исследование
резонансного поглощения
гамма-излучения и открытие в
этой связи эффекта, носящего
его имя »
Р. Мессбауэр открыл
явление ядерного
резонанса
(эффект Мессбауэра)
Для свободных ядер и
ядер, связанных в
кристаллической решётке
условия отдачи при
испускании γ-квантов
существенно различны.
Внутренняя конверсия
К  электрон
виртуальный
фотон
ядро
Ядро, находящееся в возбужденном состоянии, может перейти в основное
состояние не только путем испускания -кванта, но и посредством передачи энергии
возбуждения одному из электронов атомной оболочки. Такой процесс носит название
внутренней конверсии. Фотон, участвующий в нем, является виртуальным.
Ее  Е  .
Моноэнергетичность вылетающих при внутренней конверсии электронов позволяет
отличить их от электронов  -распада, спектр которых непрерывный.
При внутренней конверсии наблюдаются кванты рентгеновского излучения,
возникающие при переходе одного из наружных электронов на уровень K- или Lоболочки, освобожденный вылетевшим из атома электроном.
00-переходы
4

1,75
2

1,46
0,835
2
0

0

0,690 МэВ
?
72
32
Ge
Явление 00-перехода возникает в том случае, когда основной и первый
возбужденный уровни ядра имеют спин 0. Если ядро оказывается в первом
возбуждённом состоянии, оно не может перейти в основное состояние путём
испускания -кванта, так как реального фотона E0 с нулевым моментом не
существует. Виртуальный E0-квант с нулевым моментом и положительной
четностью может существовать. И этот квант обеспечивает снятие возбуждения
ядра путем внутренней конверсии.
ЭКЗОТИЧЕСКИЕ
РАСПАДЫ
Запаздывающие протоны 21Na
Распады ядер в области
границы протонной
стабильности
Кластерная радиоактивность
223
14
Ra  C 
209
Pb  31,38 МэВ
 ( )
10

10
 ( 14C )